Радиоэлектронные системы Основы построения и теория. Справочник . Под ред. Я.Д. Ширмана (2007) (1151789), страница 55
Текст из файла (страница 55)
Пластинка рис. 8.17 со сторонами а, Ь облучается в направлении некоторой оси 2. Отсчетная плоскость 2 = О, а также повернутая относительно нее на угол 9 пластинка показаны в аксонометрии на рис. 8.17,а и в плане - на рис. 8.! 7,6. В качестве разности хода в (8.38) войдет 2!г = у 180, а в качестве элемента плошади отсчетной плоскости Ж' = с)хду.
Интегрирование ло х проводится в пределах от -а!2 до а/2, а ло у от — Ьсоз9/2 до Ьсоз9!2. Все это приводит к выражению эффективной плошади пластинки Здесь от»х = 4ка Ь /)( — максимальное значение оц, со- г 3 ответствующее нормальному облучению (О = О) и синфазному сложению колебаний. Максимальное значение эффективной площади пластинки отвх = 4яэ'„,и /к~ (8.42) значительно превышает ее геометрическую площадь. Формула (3.42) оказывается справедливой для идеально проводящих пластинок произвольной формы. 8.8.3. Блестящие элементы при обратном вторичном излучении гладких идеально проводящих тел Аналогия с длинными линиями (волноводамн).
На рис. 8.18,а изображено сочленение двух длинных линий с различающимися, но постоянными параметрами. При бесконечной длине правой линии отражение возникает у единственной неоднородности сочленения линий. При конечной длине н несогласованной нагрузке правой линии появляется дополни- 6) тельное отражение от ее конца. То же относится к случаю переменных параметров линии (рис. 8.18,6), когда изменение радиусов кривизны нельзя считать медленным. Отражения возникают только при резком изменении параметров. Аналогично, вторичное излучение проводящих гладких поверхностей, размер которых намного превышает длину волны, сводится к наложению вторичного излучения локачьных центров вторичного излучения — кбчвсптгцих» элементов — точек, линий (если их структура не разрешается !).
Образование детально неразрешаемых блестящих элементов криволинейных поверхностей. Поясняется на рис. 8.19,а. Параболоид рассечен плоскостями г = пХ/4 (и = 1, 2, ...), параллельными фронту падающей волны. Поверхность его разделена на зоны Френеля, являющиеся 4 4 противофазными (2«/4 = л/2) по отношению к соседним зонам источниками вторичного излучения.
Для бесконечного параболоида поля а) б) излучения соседних Рис. 8л9 зон компенсируются, эффективное излучение создается только первой зоной. Если обрезать параболоид параллельно фронту падающей волны, появится блестящий элемент, определяемый нескомпенсированной зоной Френеля. Метод стационарной фазы. Позволяет количественно оценивать результаты наложения излучений зон Френеля, обеспечивая вычисление интегралов А = /у/'(г)е /Ле(~(г/г (8.43) при к» 1 и медленно меняюшихсяЯг) и ((((г). Пусть на интервале интегрирования имеется единственная точка стационарной фазы гст, в которой (р'(гст) = О. Окрестность такой точки вносит наибольший вклад в интеграл.
Вне ее реальная и мнимая части экспоненциального множителя Ке~ ""Ы' ! = сов[/г((((г)) и !пав ™')=з!и[/г(р(г)) состоят из почти равноценных полусинусоид противоположного знака. При медленно меняющейся функции Яг) это ведет к компенсации элементов (3.43). В окрестности точки стационарной фазы /ар(г) = /г(р(гст) + 1/2/г(р" (гсг)(г — г,т) . Вводя новую переменную интегрирования о и используя значение Р(«э) интеграла Френеля (8.20) /-Чч(* г»2(*-*, (= . Н ~=3. можно найти значение А /2 (»»'ф* н«) Прн наличии нескольких взаимно неразрешаемых точек стационарной фазы, интеграл (8.43) сводится к сумме вкладов стационарных («блестящих») точек вторичного излучателя. Особенности блестящих элементов криволинейных проводящих поверхностей.
Любое проводящее тело двойной кривизны, в том числе эллипсоид и шар, в окрестности касания с фронтом набегающей волны аппроксимируется параболоидом. ДЛЯ ГЛаДКОГО ПРОВОДЯЩЕГО ЭЛЛИПСОИДа Оц -- КР(Р2, где р( 2» Х вЂ” главные радиусы кривизны в точке касания с фронтом падающей волны. Для проводящего шара радиуса р = а» Х ожидае- 2 мое значение оц = ка численно совпадает с площадью поперечного сечения этого шара, что подтверждается точным решением дифракционной задачи (рнс. 8.10). Краевые блестящие элементы.
Наряду с звркачьныии, перемещающимися при поворотах тел, встречаются краевые, нвпвреит(/аюи/неся блестки!ив элементы. Для пластинки (рис. 8.17) они соответствуют участкам набегания волны на пластинку и сбегания с нее. Если направление прихода волны лежит в плоскости, нормальной ребру, выражение (8.41) эффективной площади пластинки преобразуется к виду: о=2а, !+сов~ — ~Ь- ейп8 . (8.44) (4я/ Х ~ Х ~ 4з!п8 Результат (8.44) сводится к эффективной птаи/ади двухэлеиентнаго вторичного излучателя (8.33) с эффективными площадями элементов (линий) а = о(0) = 2 2 = а с(3 О/2я и расстоянием 1 = Ь вЂ” 2Х/(8з!пО) между ними.
Если направление прихода волны лежит вне плоскости, нормальной ребру, то выявляются четыре блестящие точки. Пары этих точек заменили блестяшие линии. Блестящие элементы реальных целей. Проявляются при их размерах, значительно превышающих длину волны, и выполнении критерия гладкости (3.47). Число блестящих элементов мало для ракет и снарядов, и велико для самолетов и кораблей. В отсутствие разрешения их вторичные излучения интврфврируют.
112 (8.46) и их интегрирования по освещенной части поверхности. Здесь Ьг, — разность хода, зависящая от направления приема. Электрическое поле прн известном магнитном можно вычислить по закону плоской волны. Вторичное изяученне гладкой идеально проводящей прямоугольной пластинки. Пластинка (рис. 3.20) с размерами, существенно превышающими о„„„(О) длину волны Х, облучается под некоторым уго лом относительно нормали и к ее плоскости.
Ширина облучающего луча значительно превышает ширину пластинки, Волну в пределах пластинки можно считать плоской и узкополосной. Проинтегрируем (8.46) по освещенной стороне пластинки. В силу идеальной проводимости пластинки со- О ставляющая электрического поля отпадет, а [п Н„] со- О ставит 2[п Н„]. В направлении, зеркальном по отношению к углу падения возникает максимум вторичного излучения. Ширина лепестка о(0) тем уже, чем больше отношение размера пластинки (вертикального в данном случае) к длине волны Х, Наряду с этим появляется расширяющийся в дальней зоне столбик «затеняющего излучения» с эффективной площадью а „, которое, налагаясь в противофа- Направление '«~облучения Рис.
8.20 8.8.4. Обобщения ФО на вторичное излучение, не обязательно обратное, для гладких тел, не обязательно идеально проводящих Использование двойственности уравнений Мак- свелла в задачах дифракции. При отсутствии идеаль- ной проводимости в ситуации рис. 8.15 возникает элек- трическое поле Е с ненулевой по отношению к элемен- ту поверхности Ж тангенциаяьной составляющей. Выражение вторичного электрического поля ЫЕ«О в точке приема, создаваемое первичным полем Е пло- щадки «Е (рис.
3.15), двойственно (8.35) с(Е«р =/ [[п Е]гор ] е с их Ж!гХ, где Е (1 ря)Е Ее — 22«ьс! сх Е е — с2«ьг! /х В ко — це эффициент отражения для соответствующей поляриза- ции, а Ьг, -разность хода для элемента поверхности Ж при его облучении. Векторы поля с1Н«р и ЫЕ«р в точке приема, возбуждае- мого электрическим полем Е элемента поверхности Ж цели связаны законами плоской волны (разд. 8.3.2) ]е Но .[[ О Е]г О! о] -с2«!се~)гхс57 ) (3 45) Дифракционное поле согласно методу ФО. Вы- числяется путем наложения полей, возбуждаемых в дальней зоне магнитными (8.35) и электрическими (8.45) полями непосредственно у элементов цели ЫН«р=/([[и Н«] г„„]— ЕО [[[ О Е ] Ц] О]) -ЛлСг+Ос<+рос)/Х Но зе к полю падающей волны, дает тень. Согласно (8.44), вторичное излучение пластинки сводится к излучению ее незатененных краев. Эффективная площадь азоте«(8) затеняющего излучения пластинки максимальна в направлении луча падающей волны.
Она определяется выражением, близким 2 к (8.41), и при Яро«и» Х достаточно велика. При отклонениях от указанного направления значение о„„(!1) снижается. Для небольших (1 максимумы боковых лепестков ац еще достаточно велики. Выделение затеняющего излучения на фоне прямого.
Как и все волны, затеняющие волны, оторвавшиеся от вторичного излучателя, проявляют «самостоятельность». Выделение их возможно за счет угловой (прн отличных от 180' бистатических углах), частотной (при протяженных сигналах) и временной (при широкополосньсх сигналах) селекции. Гармонические волны, «затеняющие» края движущейся пластинки, приобретают доплеровские частоты, неодинаковые при ее поворотах. Широкополосные сигналы также можно наблюдать раздельно. Вторичное излучение тела с гладкой идеально проводящей криволинейной поверхностью.
При Х -+ О, как и для пластинки, угол отражения от зеркального блестящего элемента равен углу падения. Зоны Френеля рассекаются плоскостями, нормальными биссектрисе угла между направлениями на передатчик и приемник (рис. 8.21). Положение зеркального элемента изменяется при изменении направления рассеяния Рис. 8.21 волны. Аналогично случаю пластинки (рис. 8.20) проявляется с<затеняющее» излучение, которое на рис.
8.2! не показано. Вторичное излучение идеально-поглощающей («черной») плас- ~„,, (В) тинки. Приближением к этой пластин- зс-ВО „о ке является пластинка (рис. 8.22) с размерами, много боль- .. Направлсние шими 2., из материа- коолучемия ла с большими потерями: Рис. 8.22 ° с согласованным со свободным пространством волновым сопротивлением Ср,р,~'... =по о, ср,Сс, =1: ° дяя не слишком больших углов падения О, (разд. З.ЗЭ), Не возбуждая обратного вторичного излучения, идеально поглощающая пластинка создает зансеняюсс1ее излучение [7.45]. Количественный анализ можно провести, интегрируя (8.45) по освещенной стороне пластинки и полагая Е„= Е„,о(1+Я) и Н„= Н„„(1 — !с) при !с =О.
Максимум основного лепестка затеняющего излучения идеально поглощающей пластинки только в два раза меньше соответствующего максимума идеально проводящей. 113 Вторичное излучение идеально поглощающего («черного») тела произвольной формы. Исключая обратное вторичное излучение, «черное» тело произвольной формы маза асчабляет затеняющее излучение. [2.64, 7.18, 7.45). Это облегчает обоснование преимуществ многопозиционных РЛС, наблюдающих цели, построенные по технологии «Стелс» (разд. 3.11.2), хотя эти технологии используют, главным образом, эффекты переотражения, а не поглощения. 8.6.6.
Обобщение метода ФО на обратное вторичное излучение не гладких тел Отражения от выступа на гладкой поверхности. Пусть плоская электромагнитная волна облучает протяженную гладкую проводящую поверхность, на которой установлен проводящий выступ (рис. 8.23,а). йЪ)6~~ а) в) б) Рис. 8.23 Вторичное излучение выступа сказывается в различных направлениях, в том числе в направлении АС отражения от гладкой поверхности. Влиянием выступа нв отраженный сигнал пренебрегают, если разность хода Ьу = 2л(А — АС)/Л < л/4, где АВ = и/51пе, АС = АВ51п(л/2 — 2к).
Критерий гладкости (Рэлея) и < 2/1651пк. (8.47) Требования к гладкости неодинаковы для различных диапазонах волн. В сантиметровом диапазоне они выше, чем в дециметровом, но ниже, чем в оптическом. Сильная шероховатость поверхности. Изменяет угловое распределение мощности вторичного излучения. От зеркального (рис. 8.23,б) отражения переходят к диффузному рассеянию. Модель Ламберта. Рис. 3.23,в относится к распространенной в теоретических расчетах, но редко соблюдаемой модели. Мощность, рассеиваемая площадкой ЛЯ, считается пропорциональной ее плошади /ьэвцд = = АЫпк = /ьусо59, видимой из точки приема Отношение этой мощности к ьЯ»яд (яркость в оптике) постоянно.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
