Радиоэлектронные системы Основы построения и теория. Справочник . Под ред. Я.Д. Ширмана (2007) (1151789), страница 56
Текст из файла (страница 56)
Мадезь постоянства углового распрвдечвния яркости (рис. 8.23,в) называют моделью Ламберто. На ее основе строят модели диффузно-отражающих пластинки и шара. Модель может видоизменяться (разд. 8.10). Эффективная площадь диффузно-отражающей пластинки. Основываясь на модели Ламберта, рассеиваемую пластинкой мощность излучения Рц = БчядПц считают пропорциональна видимой со стороны источника ее площади Бчид = Ясо58. В различных направлениях 0 тогда рассеивается мощность к/2 Ррт /грдсРц ) Пцр (6) ' 2лг 51п 9а6 О 114 Здесь /срач = Ррес/Рц — коэффициент рассеяния; Пцр(8) = =П„(0)со56 — плотность потока мощности, удовлетвоПр г. ряющая закону Ламберта; 2лг 51пОа0 — площадь кольца угловой ширины АО на сфере радиуса г (см. рис.
8.12,г). Отсюда 2 Пцр(0) = /ррдсРц/лг, где Рц = Пцб~тд = ПцЯС0501. Эффективная площадь (8.1) при многопозиционной локации оц(0, 81) = 4лг П„р(6)/Пц = 4крвсВсо58со561; (8.48) г при однопозиционной локации оц(0) = 4йрдсЯсоз О. (8.49) Эффективная площадь негладкого диффузноотражающего шара. Сферу радиуса а сводят к совокупности освещенных элементарных пластинок площа- г.
дью дб = а 51пОабйр. В силу некогерентности вторичного излучения их эффективные площади суммируются. В результате при однопозиционной локации 2к к/2 оц — — 4/гр»,а )азр ) соз 85)пОЙО=-к „ла О О что в 2,7 /срдс раз больше, чем для идеально проводящего шара.
Эффективная площадь диффузно-отражающего цилиндра. При облучении со стороны образующей / при радиусе основания а в однопозиционном случае равна оц = 2л/срж/а. Эффективная площадь диффузно-отражающего конуса. При облучении со стороны вершины, радиусе основания а и угле при вершине 2« в однопозиционном г. г слУчае Равна оц = 4л/грдса 5)и а. 8.6.6.
Метод геометрической оптики (ГО) Строится для асимптотики Х вЂ” +О. Позволяет оценивать эффективные плошади и служит переходом к методу ГТД. Предполагает распространение энергии по узким губкам-лучам, изменение поля вдоль луча по закону Ае', где з — оптический путь (эйконал), А — медленно изменяющаяся комплексная амплитуда, /г = 2л/Х— волновое число. Узкие (Х -+О) лучи формируют на основе: > оптических законов отражения и преломления; > обобщающего их принципа Ферма, согласно которому оптический путь имеет минимум вдоль луча.
Значение оц находят согласно (8.1), анализируя перетекание энергии вдоль лучевых трубок. Такое перетекание для одномерного случая пояснено на рис. 8.24. Участок рЬО криволинейного отражате- Рис. 8.24 ля с радиусом кривизны р и угловым размером ЛО облучается плоской волной. На расстоянии г» р от центра кривизны (не показано) энергия отраженных колебаний равномерно распределена вдоль дуги г 2ЛО = 2 г ЛО.
Перейдем к двумерному участку площади идеально отражающей поверхности р!об!.РзЛОз с главными радиусами кривизны р! э. Энергия отраженных колебаний равномерно распределится по плошади 2гЬО! 2гдбэ. Это позволяет связать плотности потока энергии в пункте приема П«е н у цели Па для однопозиционной локации, в частности 2 Пщ 4г ЛО!ЬОз =Пар!Рздб!ЛОз. Результат ГО для эффективной плошади (8.1) оц = 4хгз Пьр ~ Пц = ЯР ! Рэ совпадает с результатом ФО (8.40). 8.8.7.
Метод геометрической теории дифракции (ГТД) Развивает метод ГО. Находит широкое применение (см. равд. 8.8.4, 8.8.5, табл. 8.2, 8.3) [7.30, 2.! 07, 2.! 32]. Предложен Д. Келлером в 1957 г. на основе метода ГО. Использует принцип Ферма при отражении не только от гладких поверхностей, но и от ребер и заострений. В частности, отражение от ребра рассматривается как отражение от тонкого цилиндра, к которому можно провести ряд касательных плоскостей. В нормальных к этим плоскостям «плоскостях падения» можно повести «отраженные лучи», образующие коническую поверхность, называемую конусом Келлера (рис. 8.25,а). На более длинных волнах можно наблюдать «лучи соскальзывания» (рис.
8.25,б). Так, дуга отраженного луча (рис. 8.24) на расстоянии г от отражателя радиуса р растягивается в (г + р)/р раз. Значит, в одномерном случае,У = (г+ р)/р. Поверхность на расстоянии г от двумерной отражаюШей площадки с главными радиусами кривизны р! з изменяется в (г+ р!)(г+ рз)/р!Рз раз.
Значит, в двумерном случае .У =(г (г + Р1)(г + Р2)1Р! Р2. Как и ГО, ГТД свойствен известный произвол исходных положений, особенно в выборе коэффициента дифракции. Поэтому, наряду с верными результатами, могут выдаваться неверные [2.107]. Аснмптотические описания уточнялись Коюмжаном и Пархаком в форме «единообразной» теории дифракции ЕТД [2.107, 7.50]. 8.б.8. Метод физической глеории дифракции (ФТД-краевых волн (МКВ) Предложен П.Я.
Уфимцевым в 60-х годах прошлого столетия [7.8]. Предполагает коррекцию метода ФО, рассчитанную на особенности краевых токов. Коррекция осуществляется на основе точного решения близкой модельной задачи, например, для клина или полуплоскости. Для паяупеоскасаи аспольз»ются распределение мака вида (рис. 8.9). Решение строится в виде суииы: ° падающей волны; ° дифрагированной волны в приближении ФО; ° дополнительных вкладов ребер и заострений. Результаты расчета по Келлеру и Уфимцеву амплитуды отраженного сигнала неоднократно сопоставлялись [2.107]. Оказалось, что ФТД не дает резких выбросов поля, возможных в ряде случаев при использовании ГТД. Было признано, что ФТД сыграла важную роль в развитии технологии Стелс. а) б) Рис.
8.25 Поле сяачярного днфрагкроеанпаго луча [7.30] идяф =и»««Ое ~ ! /г' определяется: ° полем падающего луча ц„аа, ° коэффициентом дифракции 27, ° якобианом Г преобразования поперечных лучу координат; ° множителем фазового запаздывания е ' Для векторного волнового процесса скаляры ия»фя. ц„,д переходят в векторы, а скаляр 0 — в матрицу Р, пропорциональную поляризационной.. Коэффцциеиты дцфракции, матричный В и скалярный г), устанавливают из решений сходных по геометрии модельных (разд.
8.3) задач. Они зависят от направлений прихода падающих лучей, а также от характера тела в окрестности ребра, острия или участка соскальзывания. Якабианы / преобразований ГТД вводят из анализа поперечных размеров лучевых трубок, подобно ГО. 8.7. Модуляционные эффекты вторичного излучения Состоят в преобразованиях отраженньгх сигналов по сравнению с зондирующими. Наряду с поляризационной структурой сигнала (см. разя. 8.2) возможно преобразование его частотно-временной (см. разя. 8.7.1-8.7.3) и пространственной (см.
разд. 8.7.4) структур. 8.7.1. Преобразование частотно-временной структуры сигнала движущимся точечным вторичным излучателем Рассмотрим вторичный излучатель, равномерно и прямолинейно удаляюшийся в свободном пространстве (е, = 1, р, = 1) с радиальной скоростью ч, от одиопозиционного локатора. График движения представлен на рис. 8.2б,а сплошной линией. Дальность до цели в момент ~0 обозначена го.
Штриховыми линиями схематически показаны графики распространения элементов электроиагнашных колебаний, излученных в моменты времени По, г'и принимаемых в моменты го, и Момент«ни «речена облучения дни цели являются (г'о+ го)/2 и (Р+ г)!2. Датьноста да цела в указанные.моменты составят го + ч,(г 'о + го)/2 н го + чг(р» г)!2. Это определяет запаздывания электромагнитных колебаний в моменты облучения и приема [2.12] го -го = 2[го+ч,(го+го)12]гс, г — г'= 2[го + ч,(г'»г)! 2)! с 115 и их разность откуда 1-ч,! с ' -'о = (» — 'о) 1+ч,! с (8.50) а) »я »о»»о б) и„ Рис.
8.26 или ф Ты)»~М=, б) Рис. 8.27 а) 1=Го — рд (8. 52) 116 (»'-»о)-(»-»о) = — '((»'-»о)+(»-»о)1. с Выражение (8.50) описывает очевидную из рис. 8.26,а,б трансформацию (преобразование) временнога .масштаба колебаний — их растяжение во времени при удаляющемся вторичном излучателе (ч, > О). Для приближающегося вторичного излучателя (ч„< О) колебания наоборот сжаты во времени. Связь принимаемых и зондирующих колебаний определяется пропорциональной зависимостью ~1 — ч,! с идр и(» )»»~ (»»о)+»о ~1з-ч, »с справедливой как для гармонических, так и для иегар- монических колебаний. При зондировании цели гармо- ническим колебанием и(») и соз2л$» 1 — ч,!с идр =сов 2я7о ' (»-»о)+2%о»о 1+ч, /с !-ч,! с идя(1) я соз(2л»7+ ц»), 7 = 7о ' . (8,51) 1+ ч»! с Выражение (8.51) выявляет эффект преобразования частоты колебаний (эффект Даплера).
При ч»»с « 1 Здесь гд — доплеровское сиещение частоты или доплеровская частота. Знак его совпадает со знаком ч,: Рд = (2ч,!с)7о = 2ч,!Хо. (8.53) Для негармонических колебаний по закону (8.51) трансформируется частота каждой из гармоник. Наряду с несущей $ преобразуется частотный масштаб и полоса частот П. Поскольку обычно П «7о. эффект изменения полосы П сказывается при больших длительностях сигналов, чем эффект изменения несущей частотыЯ. Эффект Доплера приобрел крайне важное значение в современной радиолокации.
Он позволяет разрешать объекты по скорости, вьщелять за счет этого цели на фоне мешающих отражений, облегчает измерение скорости и обеспечивает автосопровождение по скорости. Упрощенное пояснение эффекта Доплера. Вывод доплеровской поправки частоты (8.53) при ч, «с можно упростить, пренебрегая деталями рис. 8.26 и полагая г = го + ч„» вместо го + ч»(» +»"!!2. Фаза принимаемого колебания определяется тогда величиной 2к1о(» — 2(го+ чг»)» с) = 2 (7о — рд)» ео (8.54) т.е в роли частоты выступаету=Я вЂ” гд. Такой же подход применим при ч„«с и неравномерном, равноускорениом в частности г = го + ч,» + а»»2!2, радиальном движении точечной цели относительно РЛС. Ускоренное движение точечной цели приводит к частотной модуляции отраженного сигнала.
8.7.2. Преобразование частотно-временной структуры сигнала системой движущихся точечных вторичных излучателей Эффект поступательного движения системы. Система вторичных излучателей может быть образована блестящими элементами одной движущейся цели, либо группы из двух и более совместно движущихся, но не разрешаемых целей.
Единый результат интерференции можно трактовать с двух позиций. В первом случае он связывается с характеристикой обратного вторичного излучения группы целей или одной большой цели. В процессе перемещения группы (одной цели) меняется уровень лепестков характеристики направленности (рис. 8.27,а) в направлении на радиолокатор. Амплитуды и фазы обратного вторичного излучения модутируются этой характеристикой. В другой трактовке радиальные скорости ч, блестящих элементов, неодинаково удаленных от локатора, различаются даже при равномерном поступательном движении вторичного излучателя (рис.
8.27,б). Неодинаковы и соответствующие доплеровские поправки частоты Рд. Отраженное колебание — результат интерференции кдлебаний различны» частот. Обе трактовки эквивалентны. Более удобной может оказаться одна из ннх. Эффекты роторной и вибрационной модуляции. Возникают в процессе вращения роторов — лопастных структур турбин и их воздухозаборников, пропеллеров, а также вибраций элементов целей (0.7, 2.55, 2.104, 2.116, 2.120, 2.128, 2.131, 2.132, 2.156, 2.1741. Частоты вибрациониых составляющих слектров модуляции ниже частот роторных составляющих. Т у р б и н н а и м о д у л и ц и и .
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
