Ширман Я.Д. Теоретические основы радиолокации (с содержанием) (Ширман Я.Д. Теоретические основы радиолокации (1970)), страница 9

Интенсивность этих источников пропорциональна площади проекций зон и с ростом номера зоны уменьшается, что видно из рис. 2.11, а. Сумма полей при большом числе зон стремится к постоянной величине, равной половине модуля вектора поля Н„ создаваемого первой зоной Френеля, что поясняется на рис. 2.11, б. При уменьшении длины волны число зон Френеля возрастает, но величина результирующего поля Нрсв и эффективная поверхность й 2.7 43 в! Рис 2.$! Зоны Френеля при вторичном излучении зллипсоида (а! н соответствуюптие им векторы поля (Ф остаются при этом неизменными. Отсутствие зависимости о от А не противоречит факту уменьшения площади первой зоны Френеля с укорочением длины волны. Уменьшение произведения плотности тока на плошадь зоны компенсируется большей интенсивностью поля излучения в случае более короткой длины волны 1см. (5), (6), 2 2.61.

Применимость формулы (2) к выпуклым поверхностям двойной кривизны ограничивается следующими условиями: радиусы кривизны рд,а ~ )с; размеры тела больше первой зоны Френеля; имеет место компенсация излучения всех остальных зон. Тогда вторичное излучение определяется первой веной Френеля, т. е. носит локальный характер; вторичное излучение остальных зон взаимно компенсируется. Светящийся элемент поверхности называют «блестящей точкой» и формула (2) определяет эффективную поверхность этого элемента.

При условии взаимной компенсации характер поверхности за пределами первой зоны Френеля не является существенным. Что касается поверхности в области первой (или аескольких зон Фре. неля), то ее в окрестности блестящей точки можно аппроксимировать поверхноетью параболоида, для которого определяющим также является излучение в области первой зоны Френеля, и пользоваться формулой (2).

Положение каждой блестящей точки можно найти, проводя касательную плоскость, нормальную к направлению на радиолокатор. Простейшим является приложение рассмотренной зависимости к вторичному излучателю в виде проводящего шара. В этом случае, Ра = Рв = Р и при р )) Х значение о = яра. Если р соизмеримо или существенно меньше длины волны, написанное соотношение не соблюдается. Зависимость о = о~ — ) для шара в диапазоне длин ~р~ волн представлена на рис. 2.12.

При Р ( О,! ход данной зависимости подчаняется закону рассеяния редея. Начиная с — ) 0,1 Р 44 ч 2.7 наблюдаются осцилляции, которые носят резонансный характер. Максимум лг,е эффективной поверхности получается, когда шар становится полуволновым вибратором и вдоль его полуокружности укладывается полуволна тока нр р 1 О,е ( — — 0,5 или — ж — = Л ' Л 2п =О, 17). Минимум эффек- аг тивной поверхности соответствует случаю — =0,9 Рг пр Яаков Рекея авг ог йг во ив г г р нли — ж 0,3.

При боль. Р Л Р Рис. 2.12. Зффентнвннн поверхность вто. ших значениях — эффек- речного излучении шара в диапазоне Л длин волн тинная поверхность шара асимптотически стремится (с учетом чередования зон Френеля) к площади поперечного сечения пр', соответствующей эффективной поверхности одной его блестящей точки. В общем случае у цели может быть несколько блестящих точек, для каждой из которых величина а подсчитываечся по формуле (2).

При повороте цели с криволинейной поверхностью ее блестящие точки блуждают, одновременно меняются радиусы кривизны и значения а блестящих точек. Цель, имеющую несколько блестящих точек, можно рассматривать как групповой излучатель. Интерференция отражений от блестящих точек имеет место, если только они попадают в один разрешаемый объем. Если же разрешающая способность повышается, блестящие точки могут быть разрешены. Это относится как к отдельным отражателям земной по. верхности, так и к блестящим элементам корабля, самолета н т. и.

При высокой разрешающей способности по дальности или угловым координатам можно получать их радиолокационные портреты, г. е. переходить к радиовидвнию. Указанные эффекты вторичного излучения электромагнитных волн наглядно иллюстрируются путем моделирования в ультразвуковых ваннах. Самолет можно заменить полой моделью, пространство— водой, приемную и передающую антенны — возбудителем и приемником ультразвуковых волн. Образование излучений от каждой блестящей точки и их интерференция при этом хорошо моделируются (не удается моделировать только поляризацнонные эффекты (см.

22.!5), поскольку ультразвуковые волны в воде продольные). Сказанное о блестящих точках криволинейных поверхностей частично обобщается на блестящие точки плоских поверхностей. й 2.7 45 $2.8. Вторичное излучение плоских поверхностей В качестве второго примера использования формулы 1(6), 8 2.6) приведем расчет эффективной поверхности обратного вторичного излучения прямоугольной пластинки со сторонами а, Ь )) )с. Ее положение относительно отсчетной плоскости 2 = О в системе координат хуг показано на рис.

2.13. Единичный вектор в направлении радиолокатора гс и нормаль к пластинке и лежат в плоскости х = О, угол между ними равен О. Разность хода между произвольным элементом поверхности пластинки сБ и его проекцией Ю' = = 51хду на отсчетную плоскость Лг = у 18 О. Пределы интегрироа Ь ванна по хиуравны ~ — и ~ — соз О соответственно (рис. 2.13, б), 2 2 так что а ь 2 2 2л — Сас Е -4 — 2222Е ь(х 1 е х с(у а ь' — е г 4л а=— 25 откуда 5!П ( Ь 5!П О) о = — а' Ь' соз' О Хг 2л Ьс!пО х При О = О'величина а принимает максимальное значение, пропорциональное квадрату геометрической площади пластинки и обратно пропорциональное квадрату длины волны, о = — аЬ. 4л Мамо (2) ежила, Лмасьиалага Лад у а) Рис.

2, 13. К выводу формулы 1(1), 1 2.81 Рнс. 2.14. анаграмма обратного вторичного налучення прямоугольной пластинки (сплошная кривая) а!и и(8) н функпня (В) (пунктнр) О жп —. Л ч 2Ь (3), Для углов О = 0„+ Л/4 Ь о= 4 5,„„ г л (л + 0,5)' Л' где Я,„я=аЬсозΠ— квидимая» площадь пластинки. Ширина основного лепестка диаграммы о = о(8) «по нулям» 8 = —, о— Ь ' (4) а ширина боковых лепестков Л Оп=в 2Ь 47 Значение о„„„, может значительно превосходить по величине геометрическую площадь самой пластинки, что объясняется отсутствием фазовых сдвигов между возбужденными элементами на ее поверхности. При повороте пластинки на угол 0 возникаег разность фаз, что приводит к уменьшению амплитуды результирующего поля обратного вторичного излучения. Зависимость о = о(0) носит интерференционный характер, в ней явно выражены нули и максимумы (рис.

2.14). Нули диаграммы обратного вторичного излучения а(0) имеют место при углах 0„, определяемых условием з)п ( — Ь з!и 0„) = 0 или — Ь з(п 0„= пп, где и = 1, 2, 3, 2п целое число, откуда з(п О„= и —. Поскольку Ь )) Л, то Поскольку область лепестков значительно меньше и/2, зависимость о = о (6) определяется, в основном, квадратом функции — (рис. 2.14), где и = — Ьипй, При а, Ь )) Х величина и соззО в выражении (!) оказывает весьма незначительное влияние, так что ггмзко ( ! (6) Рис.

2.15. Анаграмма обратного вторичного излу чения о(з)(а) и диаграмма направленности вторичного излучения о(О, З,) при Зг = сопз1 (б) в по парных координатах для прямоугольной пластинки Максимумы боковых лепестков убывают довольно быстро, поскольку основная часть энергии падающей волны отражается зеркально и лишь небольшая ее доля рассеивается обратно в сторону радиолокатора. На рис.

2.16 в одном масштабе изображены диаграмма обратного вторичного излучения пластинки о = о(6) в полярной системе координат (а) и диаграмма направленности вторичного излучения о = о(0, 6,) для фиксированного угла облучения О, (б). Соответствующее последней диаграмме значение о(0, 6,) при 9, = 0 как раз равно значению а(6) на предыдущей диаграмме. Учитывая, что з(пзи= — (1+сов(2и — и)), и вводя величину 1 2 смаке о, = „,, выражение (6) можно переписать в виде (2„)з о = 2о, ~! + соз ~ — ( Ь вЂ” — — ) з|п 8Я (7) В.

ТРАНСФОРМАЦИЯ СИГНАЛОВ, ОТРАЖЕННЫХ ,ДВИЖУЩИМИСЯ БЛЕСТЯЩИМИ ТОЧКАМИ 9 2.9. Трансформация сигнала, отраженного движущейся блестящей точкой Пусть блестящая точка равномерно и прямолинейно с радиальной скоростью о, удаляется от радиолокатора. График ее движения изображен на рис. 2,|б, а сплошной линией. На этом же рисунке пунктиром показан график распространения электромагнитных ко- 3 за«. 1«00 49 Сравним это выражение с формулой[(4), 92.3) для группового вторичного излучателя, состоящего из двух элементов. Совпадение результатов свидетельствует о том, что пластинка при а, Ь)) Х является также групповым излучателем, элементами которого служат блестящие точки, расположенные практически на краях пластинки (со сдвигом Х/8 з|п 8 от каждого края). Утверждение о локальном характере излучения имеет вполне обоснованный физический смысл.

Вторичная волна возникает лишь на неоднородностях. Роль неоднородности играют края пластинки, так как вдоль ее поверхности волна распространяется беспрепятственно. Если пластинка ориентирована произвольно и волна последовательно набегает на края каждого нз ребер, число «блестящих точек» равно четырем. В отличие от «зеркальных» блестящих точек криволинейной поверхности краевые блестящие точки практически не перемещаются по плоской поверхности при изменении ориентации пластинки в широких пределах.

Полученные результаты могут быть распространены на пластинки и плоские участки целей произвольной формы. Так, в случае диска диаметром Ь квадрат видимой площади пластинки о» = = а«Ь«соз» 8 в выражении (1) заменяется соответствующим выраже» и 2» 2 2к нием для диска 5' = ( 4 ь')' соз' 8, а функция з!п и, где и = —,ь х ха!п 8,— на бесселеву функцию 7,(и) первого рода первого, порядка. При и )) 1 значение,/,(и) = ь — з!и (и — — ) и выражение ° / 2 .