Радиоэлектронные системы Основы построения и теория. Справочник . Под ред. Я.Д. Ширмана (2007) (1151789), страница 54
Текст из файла (страница 54)
Скопления малых частиц воды (гидрометеоры- дождь, облака) создают помеху РЛС сантиметрового диапазона, не влияя на работу РЛС метрового диапазона. Радиометеорологи нолучают (2.102] информацию о гидрометеорах от РЛС сантиметрового диапазона. 8.8.
Вторичное излучение тел с линейными размерами одного порядка с длиной волны Указанный вид вторичного излучения характеризуется резонансными яагенияии. Используется для создания преднамеренных пассивных помех РЛС (см. разд. 6.4), а также РЛС с зондирующими излучениями, способными резонировать на малозаметных целях (см. разд. 2.20).
Эффективная площадь пассивного полуволнового вибратора. Пассивный полуволновый вибратор (диполь) представляет собой отрезок тонкого проводящего провода длиной 112. Пусть он ориентирован параллельно вектору поля Е первичной волны. Наведенная в нем ЭДС Ец1 создает стоячую полуволну тока (рис. 8.12,а) с амплитудой в иучности Уо = ец1п1)яо!. здесь )во( — модуль его полного сопротивления, !д = ).1я — действующая длина (длина прямоугольного распределения тока 1о с площадью, равной распределение по полусинусоиде). Настроенный в резонанс вибратор имеет только активную составляющую сопротивления, равную 1!г = 73,1 Ом.
Напряженность ноля обратного вторичного излучения полуволнового вибратора приближенно определяется из (8.24) после замены 1 на 10 и 1 на 1д. о ) / г О ),0 е ь 2.0 0 ),0 ) х 2.0 Резонансное значение эффективной площади ац вибратора в плоскости наблюдения, перпендикулярной его оси, согласно (8.2) составит ао=4я (60173,1) Л =0,862.. -) гг г Оно существенно больше плошади я!21 цилиндрической поверхности вибратора, особенно тонкого 12 «1 = Х/2.
Направленные свойства пассивного полуволнового вибратора. При произвольной ориентации пассивный полуволновый вибратор выполняет функции приемной и передающей антенн. Если 0 — угол наклона оси диполя в плоскости поляризации вектора Е (рис. 8.12,6), то характеристика направленности по полю П/П)= ° /Ъ П]/. В /. П) '),2 а характеристика направленности по мощности равна г (6). Эта характеристика сказывается дважды — ири возбуждении вибратора и вторичном излучении им колебаний (рис.8.12,в).
Для резонансного случая однопо- 4 зиционной радиолокации приближенно ац и аосоз 6. Поляризациониая матрица обратного вторичного излучения полуволнового вибратора. Пусть задан базис вертикальной В и горизонтальной Г линейных поляризаций, а вибратор расположен в плоскости, перпендикулярной линии визирования. Ось вибратора образует угол 6 с вектором электрического поля первой из базисных поляризаций и (90'-О) — со второй. При одинаковых (базисных) поляризациях приемной и передающей антенн в приближении (8.27) а), = аосоз 9, ам = аоз!и 6, ))/гг — ))/) ) = О. 4 4 При ортогональности поляризаций г о ц = аг) = аосоз Огйп 6, ))/)г — ))/) ) = ))/) ) — ))/г) = О.
Поляризационная матрица в базисе ВГ-поляризаций имеет вид и несет информацию об ориентации вибратора. Собственный поляризационный базис вибратора. Это базис из двух линейных поляризаций: вдоль вибратора, когда а„ = ао и поперек вибратора, когда а„ = О. Собственные числа составляют: Х) = г(ао, Хо = О. Поляризационная матрица в собственном базисе Полуволновые вибраторы со случайной ориентацией. Подобные вибраторы (диполи), легкие цо весу, малые по объему, используются для создания пассивных преднамеренных помех, маскирующих и имитирующих (см. разд.
6.4.6 и 6.4.7). Поскольку ориентация диполей в атмосфере случайна, случайно и значение ац. Усредняя его, находят математическое ожидание М(ац) = аов Закрепив для этого один конец вибратора (диполя), принимают, что другой его конец равновероятно попадает в равные по плошади участки полусферы (рис. 8.12,г). 8.6. Вторичное излучение тел с размерами, значительно превышающими длину волны Характерен его интерференционный характер. Специфика анализа поясняется ниже для группового вторичного излучателя; гладких выпуклых, плоских н вогнутых тел с идеально проводящей поверхностью; ве гладких и не идеально проводящих тел при обратном и отличающемся от обратного вторичном излучении. Описываются методы приближенного решения дифракционных задач: физической оптики (ФО) — метода Кирхгофа; геочвтрическай оптики (ГО); геометрической теории дифракции (ГГД); физической теории дифракции (ФТД); счвшанныв.четоды.
8.6.1. Групповой вторичный излучатель Состоит из двух, например (рис. 8.13,а), разделенных расстоянием ! и не влияющих друг на друга одиночных излучателей. Через центр о ч„" О группы провего дены следы ото, з ч ч( счетных плоскогг. отей, нормальных („ направлениям на а) передатчик А и приемник В. Результат интерференции при гармоническом облучении имеет вид Ецосоз(2( Я вЂ” (1() = = Егсоз[2ЯЯ! — 11)] + Езсо42ЯЯг - гз)].
(8.3 0) Здесь ггд = [гд + гв ~ 0,5!(з(пОд + з(пОв)]/с; Од, Ов— углы между нормалью к прямой, соединяющей одиночные излучатели, и направлениями на передатчик, при- б) Рис. 8.13 110 Вероятность р(0)(10 ориентации оси вибратора в диапазоне углов от О до 0 + 00 сводится тогда к отношению площади элементарного сферического кольца 2л! з)п640 к площади поверхности полусферы 2я)з, т.е. р(6) = йп О.
Усредвяя (8.27) по углам О, можно найти среднюю эффективную площадь диполя к!2 а, =ао ]соя Озш000=ао!5=017Л . (829) о Резонансные характеристики полуволновых вибраторов. При изменении длины волны Л или длины вибратора ! условия резонанса нарушаются. Для малых расстроек, когда распределение тока еще не меняется, проявляется частотная зависимость а (() = аОР~З! (7е(.Г) 1'.
Ход ее определяется модулем полного сопротивления (2, (, ! - !Мг + г', (гг его реактивной составляющей Хц(!), в частности. Чем тоньше вибратор, тем острее резонансы. На рне. 8.12,д ПОКаЗаНа ЗаВИСИМОСтЬ аса/!З От 8Л, ПО- казывающая изменение ЭП вибратора ! = сопз1 в диапа- 2 2 зоне длин волн. Вторая зависимость асо!Л = (ЛЛ) асо!!3 (рис. 8.12,е) показывает изменение ЭП с изменением длины вибратора ! при Л = сопз1.
емник. Сдвиги фаз при отражении не учитываются. Из векторной диаграммы (рис. 8.13,б) и выражения (8.30): Езр = Ег +Ез+2Е(Езсозц(о. (8.31) цг = 2к! + агс18 18 —, (8.32) гд+гв (Ез — Ег Цго ) с ~Е, +Е1 где (1(ц = 2(Я(гйпОд + згп00)/с — сдвиг фаз интеРфеРирующих колебаний. Эффективная площадь (8.2) группового вторичного излучателя (рис. 8.13,а) составит а„=а, +аз ь2./огагсоз(1(о.
0' Если излучения складываются в фазе (1(О = О, то ац максимально .( з[а1+,/аз ]з, если в противофазе 90 — я, то — минимально а) Ь - ('аз!' На рис. 8.14,а показана диаграмма направленности обратного вторичного излучения ац(0) груп- 90" пового излучателя рис. 8.13,а, на рис. 8.14,б — диаграмма направленности вторичного излучения б) ац(Од, Ов) при Од = 0 (см. рис. 8.1).
Обе диаграммы многолепестковые. Рис. 8.14 Лепестковость в первом случае выше из-за удвоения разности хода. 8.6.2. Обратное вторичное излучение гладких выпуклых и плоских идеально проводящих тел по методу физической оптики (ФО) Учитываются только освещенные и теневые области вторичных излучателей. Полутенями, как и в оптике (Л вЂ” ь 0), пренебрегают. Разчеры тел, включая радиусы кривизны, считаются большими па сравнению с Л.
Отказ от рассмотрения вогнутостей (до разд. 8.11.1) позволяет пренебречь переотражениями. Расчетные соотношения. На элементах теневой об- ласти вектор плотности поверхностного тока ]г полагается равным нулю, а на освещенных элементах заменяется векторами пготности тока на касатмъныт к ним идеагьна проводяизих плоскостях (рис. 8.15) 1, = [и Н] = [и (Нпю+ Ноч)] (8.34) Здесь и — единичный вектор нормали к элементу о поверхности, Н„,ц и Н= Нццч+ Нцчг — векторы напря- Рис. 8.15 х 2рр касающаяся жность а) 6) Рис.
8.16 Ю )Езк аи = )Езц дц = Я. (8.37а) г+ Ьг = г, + 2Ьг, а) б) Рис. 8Л7 Х \' Х .2 2 „2 2 2 2 аз Ь2 2р, 2р (8.39) 2 9 яйп(2лЬз)ц0 (8 2лЬсйло!). 111 женностей магнитного поля падающей на плоскость и суммарной волны, включающей отраженную.
Значение 1, лри этом зависит только от местного (локального) значения поля падалицей волны. -22 кар/» Местное значение поля Н„,а = Нце выражается через значение поля Нц на нормальной направлению прихода отсчетной плоскости у цели (рис. 8.15) и расстояние Лг до этой плоскости. Краевой эффект (рис, 8.9) не учитывается. Освещенную проводящую лрямоугольную площадку с размерами с(а (перпендикулярно направлению тока) и аЧ (вдоль тока) принимают за элементарный вибратор площадью Ж = дай, характеризуемый лротекающим ло нему током ),с(а и произведением тока на длину 1, Иа227 = уК Поле его обратного вторичного излучения у приемника (8.18) в направлении единичного вектора г, ь составит: 2)Нпр =Яр г.р ) е 2 "'2 с(672гХ= =Я[и Н)гт )е 2 кп» Ж!2г) .
(8.35) В данном случае Н=2Н~~г=Н„е-2~"~~~., поэтому можно прийти к двойному векторному произведению [[и Н„)г, ) = — [г„[л Нц)) = о о о о = Нц(г„р и ) — я (г, Нц). О О О О о о В нем (г„р в ) = Ж7Ж, где аБ' — проекция элемента ловерхности на отсчетную плоскость, а скалярное произо ведение (г, Нц) = О, так как вектор Нц ортогонален нао правлению (-г ) распространения первичной волны. Из (8.35) и (8.36) следует с1Нп =уН е" аБ7).. (8.37) Вектор Н„р олределяется путем интегрирования ОНпр ло элементам <Б' отсчетной плоскости (рис. 8.15). Он коллииеарен вектору Нц, т.е. пазяризаиианная избирательность в рассматриваемом случае отсутствует. Эффективная площадь лц находится из (8.2).
Заменяя в фазовом множителе (8.37) согласно рис. 8.15, где это существенно, можно принять г = гь в знаменателе (8.37) и в (8.2). Тогда 2 о = — )е 2 кец а!э' (8.38) Л2 ь' Элементы поверхности Ж' выступают в (8.38) как источники вторичных волн. Обратное вторичное излучение идеально лроводящего лараболоида. Пусть заданный лараболоцц рис. 8.16,а облучается плоской волной вдоль оси 2 = 2!г. Уравнение его поверхности можно выразить через главные радиусы кривизны р! 2 в вершине х = у = О, Радиус кривизны р, поясняется на рис. 8.16,6.
Уравнение окружности х + (2 — р !) = р! заменяет 2 2 2 уравнение параболы в области соприкосновения 2= р1~! — 1-(хор!) ~=х !2р! (х «р~). 2) 2 Выражение фазы и дифференциала 69 в (8.38) после подстановки (8.39) в (8.38) и замены переменных х = и,/р! Х/2л, у = о,/р21! 2л приводятся к виду 4лъ% = 4лЬгГл = ц' ь о, д5' = бхс!у = дидррх з/р!р2 2.! 2л . Переходя к интегралу Френеля (8.20) и используя его значение Е( с) = 1, можно лолучить Эффективная площадь (8.38) обратного вторичного излучения лараболоида лри р! 2»» оц = 4л). 22(22лДз/р!рзЛ/2л~2 = лр!р2 (8.40) и зависит от главных радиусов кривизны поверхности р! 2 в точке ее касания с фронтом падающей волны. Обратное вторичное излучение идеально лроводящей прямоугольной лластинки.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
