Финкельштейн М.И. Основы радиолокации (1983) (1151793), страница 24
Текст из файла (страница 24)
В более общем случае, когда фронт падающей волны не параллелен ребру Ь, а наклонен к нему в плоскости «Оу под углом ф, и направление прихода волны составляет с нормалью к пластине угол О, 130 Такая зависимость ЭОП от площади пластины (оц 5„') обьясняется тем, что с увеличением площади пластины растет мощность, получаемая пластиной, и одновременно увеличиваются направленные свойства пластины как антенны.
При этом ЭОП может значительно превышать геометрическую площадь самой пла- то 4п о = — азЬзсоззО Х Лз / 2п з)п ~ — а з! О сез ар) 2ц — а з!и О соз ф Х 51п Ь з!и О 3!и ф) '! Л (3.2,24) 2п — Ьипвып р Х Ширина основного лепестка ДОР определяется путем подстановки в (3.2.25) й = -(-1. /)О, = О, — О , = Л/а. Ширина же боковых лепестков ЛО„= ΄— О, = Л/2а. (3.2.26) Таким образом, /ТОР пластины носит лепестковый характер.
Чем больше отношение а/Л, тем ужеширина лепестков и тем более изрезана диаграмма. Полученное выражение для ЭОП справедливо для плоской волны и остается в силе при увеличении размеров пластины. Однако надо иметь в виду, что при очень больших размерах пластины и конечном расстоянии от РЛС падающую волну уже нельзя считать плоской.
Это явится причиной того, что выражение (3.2.23) будет давать завышенные значения ЭОП. 4. ЭОП выпуклых поверхностей. Формулу (3.2.21) можно без особого труда применить для определения ЭОП выпуклых поверхностей двойной кривизны (шар, эллипсоид, параболоид н т. д.). Пусть г„р, и г„р, — главные радиусы кривизны, т. е. наибольшее и наименьшее значения радиусов, которые получаются при главных нормальных се- 137 Прн ч = 0 эта формула соответствует (3.2.23), а прн ф = 90' стороны а н Ь меняются местамн. Заметим, что множители вида ып г/г, входящие в формулы (3.2.23) н (3.2.24), встречаются во всех задачах днфракцнн, где имеется равномерное распределение поля в щели нлн на прямоугольной площадке.
Проведем анализ выражения (3.2.23), т. е. анализ днаграммы обратного рассеяния (ДОР) оц (О). Значения ЭОП оц(О) = /2п = 0 прн углах Оы удовлетворяющих условию ып ( — а з(п Оь) = О 2п нлн — аз!пОз= Ьп, где Ь= ~1, ~2. ~3, ... Отсюда ыпвз= Х =- ЬЛ/2а, а учитывая а Ъ Х, Оа — + Ь (Х/2а). (3.2.25) чениях взаимно, перпендикулярными плоскостями, проходящими через направление падающей волны.
При условии (3.2.27) интегрирование в формуле (3.2.21), которое мы опускаем, дает оц пгюцгнрт (3.2.28) В частности, для шара, у которого г„р, — — г„рх — — г, ац — — пг, з (3.2.29) т. е. ЗОП шара для г ъХ численно равна площади круга его видимого сечения. Вследствие симметрии этот результат не зависит от направления облучения, так что ДОР шара имеет вид сферы. Диаграмма же рассеяния носит лепестковый характер. Формулы (3.2.28) и (3.2.29) показывают, что ЭОП выпуклых поверхностей двойной кривизны, размеры которых значительно превышают длину волны, не зависит от нее. Так как всякая реальная цель может быть представлена в виде совокупности подобных поверхностей, то отсюда следует, что при больших размерах цели ее ЭОП мало зависит от длины волны. ЗОП таких целей даны в табл. 3.1, Следует, однако, отметить, что при больших размерах цели это свойство нарушается, если не выполняется условие (3.2.27).
Это имеет место, например, для цилиндра, где радиус кривизны обращается в нуль на пересечении торцовых плоскостей с боковой поверхностью. Весьма поучительно рассмотрение отражающих свойств шара на основе использования зон Френеля. При этом поверхность шара разбивается на отдельные зоны так, чтобы фазы отраженных лучей от краев зоны у РЛС отличались на 180'.
Для этого разность хода соответствующих лучей должна быть равна Х/2, а следовательно, глубина каждой зоны в направлении падения волны равна Х/4. Сказанное иллюстрируется рис. 3.6, где также показаны проекции зон (1 ...6) на плоскость фронта падающей волны. Как известно, площади сферических поясов одинаковой высоты равны между собой. Поэтому в данном случае площади всех зон Френеля на шаре равны. Однако с увеличением номера зоны растет ее наклон по отношению к направлению падения волны, поэтому чем больше номер зоны, тем меньше напряженность отраженной от нее волны, т, е.
Ег) Ез) Еа) 1зз Таблица 3.1 Напраа- ленне облучения Обозначения Шар металли. ческий оц=пгт, Л< Г !44па ге ац —— , Л)>~г Любое (е = в' — !'е") Шар диэлек триче- ский а — большая по- Вдоль луосец Ь вЂ” малая большой полуось полуоси Удлинен- ный сфероид Ье о =ив ц пя 2я оп= Г(а 5(п ОХ Л Под углом О Круглый цилиндр г — радиус; !— длина; Π— угол к оси 2п о = — )а, 0=90 ц Л К нус бескоиеч. иой длины Ла о = — (ааге !бп Вдаль осн се †половинн угол конуса Под уг- О к нор- мали уг — функция Бесселя первого рода первого порядка; г †ради 4н о = — (пга)т сова ОХ ),т Круглая пластина Для количественной оценки действия разных зон сложим поля от отдельных участков зон с учетом сдвига фаз.
Пусть на рис. 3.7, а ЛЕ, — поле, создаваемое центральным участком первой зоны. Следующий участок зоны создает поле гэЕ„отличающееся по фазе на малый угол, за счет отставания по фазе из-за разности хода лучей. Продолжая !39 Форма отражаю- Формула длн определения ЭОП щего тела ~ у в — 1 оц — — пгт, Л(<г 1~' '+! ! (~ нага оц — — 64 ~ —. ( —,, Л~) г е+2 г'2п Л 2 Мп ~ — ! соэ 0 ~ '(Л Х 1 со5 О Л г' 4ц 2/д ~ — г я'и 0 ) 4ц — Ыпа Л Г вЂ” радиус; в — относительная комплексная диэлектрическая проница- емость этот процесс, мы придем к последнему элементарному участку первой зоны, который создает поле ЛЕ„, противоположное по фазе /хЕ,. Вектор Е, характеризует результирующее поле первой зоны.
При бесконечно малой величине участков разбиения элементарные векторы образуют полу- окружность. Если теперь разбить вторую зону Френеля на элементарные участки и изобразить соответствующие векторы, //арал/а/ая //алла Рнс. З.а, Зоны Фре- неля шара Рнс. З.т. Результирующее ноле отдельных зон Френеля / / / / с ЬЕ/ ЬЕх а) б) то получим вторую полуокружность, диаметр которой меньше Е, из-за большего наклона второй зоны. Результиру/ощее действие зон показано на рис. 3.?, б. Продолжая суммирование, получаем диаграмму вида рис.
Ъ."/, в, нз которой видно, что результирующее действие всех зон Френеля характеризуется вектором Ер, который имеет ту же фазу, что и вектор поля, создаваемого первой зоной, но в два раза меньшую амплитуду, т. е. Е, == 0,5Е,. Таким образом, действие всего шара эквивалейтно половине действия первой зоны френеля. Радиус шарового сегмента гх, охватывающего первую 140 зону Френеля, определяется согласно рис.
3.5 из = 㻠— (г — М4)«, откуда г, ж 3/ ЛгУ2. Если, например, г = 10 м, то о„= 314 м', При Л = = 0,1 м радиус сегмента, соответствующего первой зоне Френеля, г» = 0,71 м. Площадь его сечения лишь пг1 —— = 1,57 м'. Однако если закрыть непрозрачным экраном всю поверхность шара, кроме этого сегмента, то поле в дальней зоне будет в два раза больше поля в отсутствие экрана, а ЭОП в четыре раза больше (т.
е. 1256 м'). э«7~"' Пример показывает, что 4 ЭОП выпуклых поверхно- $~ стей мало связана с их х ~'- действительной поверхностью. Все определяется некоторой областью на поверхности цели, именуемой (м,юзф)' блестящей или светящейся точкой. Положение блестящих точек определяется касательной плоско- 17-дан ~ )1 стью, перпендикулярной направлению на РЛС. э дз а4 Да ал Вернемся вновь к шару рас.
з.в. 30п шара и выясним характер изменения ЭОП при произвольном отношении гй. На примере шара можно наглядно проиллюстрировать три характерные области отражения (рис. 3.8): 1) длина волны много больше размеров цели, что соответствует рэлеевскому рассеянию, когда главную роль играют дифракционные явления; 2) длина волны одного порядка с размерами цели, что соответствует области «резонансного рассеяния»; 3) длина волны много меньше размеров цели, что соответствует области поверхностного и краевого рассеяния, называемой также оптической областью. При г~Л (например, гlЛ (0,1) шар ведет себя подобно элементарному вибратору, т.
е. ЭОП остается пропорциональной (2г)«/Л«(см. формулу (3.2.7), а также табл. 3.1), При е'ъ1 (например, для воды з' ж 80): оя — 64п» вЂ” ' Л« 141 По мере роста «/) величина п„монотонно растет, пока не возникнут резонансные явления. Максимум ЗОП получается тогда, когда шар становится подобным резонансному полуволновому вибратору и вдоль его полуокружности длиной и« укладывается полуволна тока, т. е.
и«/) = 0.5 или Ю = 0,5/и = 0,16 (точнее, максимум соответствует «/Х= 0,17). Наличие этого максимума объясняется также тем, что при «/) = 0,25 отраженная волна формируется только одной первой зоной Френеля (рис. 3.6). При этом, как показано выше, напряженность поля в два раза превышает поле, формируемое большим числом зон Френеля, когда пч = п«з, а следовательно, ою/п«з ж 4.
Дальнейший рост «/Х приводит к появлению в пределах шара области, соответствующей второй зоне Френеля, т. е. к понижению и„. Затем появляется третья зона Френеля, так что а„вновь увеличивается и т. д. Таким образом, функция ач(«Й) носит колебательный характер, причем амплитуда колебаний падает по мере увеличения «/Х. При «й) 1,6 ЗОП практически не отличается от поперечного сечения шара.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
