Справочник по радиолокации (ред. Сколник М. И.) т. 1 - 1976 г. (1151800), страница 103
Текст из файла (страница 103)
В идеальном случае ЭПР цели можно рассчитать путем формального решения уравнения Максвелла для граничных условий применительно к соответствующему телу. Фундаментальный математический метод точного решения состоит в разделении переменных и составлении интегрального урззченнч. Формальное решение путем разделения переменных возможно лишь в ис: х 1льких особых случаях, когда переменные в волновом уравнении удается разчслить за счет использования системы координат, одна нз координатных плоскостей которой совпадает с поверхностью тела [34[. К зтзм случаям ож носятся такие геометрические формы, кан сфера, сферонд, тор, н такие полубесконечные повсрхности, кзк полуплоскость, коническая поверхность, парабола.
ид н т, д. Составление интегрального уравнения показывает, что рассеяние плоскот падающей волны электромагнитного излучения телом произвольной формы можно описать интегралом от различных векторных произведений с учетом распределения электрических и магнитных полей на поверхности тела и единичным вектопом, нормальным к поверхности тела.
Один из удобных методов расчета основан на представлении рассеянного поля интегралом Му — Стреттона [35[. Этот интеграл точно описывает рассеянное электромагнитное поле как результат интегрирования по всей поверхности, охватывающей рассматриваемое тело. В частности, если известно полное распределение электрического и магнитного полей по поверхности тела (или, что аквивалентно, поверхностных токов и поляризации диэлектрика), то подстановка этих известных значений в интеграл Чу — Стреттонз позволяет немедленно получить решение соответствующей задачи рассеяния. В общем случае определить распределение поверхностного тока невозможно.
Этот метод практически приемлем лишь при использовании быстродействующих вычислительных машин для решения системы уравнений в конечных разностях [36[. Однако из-за недостаточного быстродействия и объема памяти машин такие уравнения удается решать только для случаев, когда габариты цели не превышают несколькит длин волн. Теперь понятно, почему возможность точных решений редка; действительно, для многих практических задач единственно приемлемым является исполь. зьвание приблнжеиноб теории. Лля вычисления ЭПР целей, габариты которых 373 Гл. й, Эффективная площадь рассеяния больше нескольких длин волны, часто применяются три прнблвженные теории.
Наиболее простая из этих теорий, основанная на использовании геометрической оптики, оперирует с пучками лучей на основе законов отражения и преломления [37]. Применение лучевой теории удобно в том отношении, что она показывает направление потока энергии. Однако геометрическая оптика не позволяет выявить влияние поляризации и волновую природу задачи. А именно это является причиной интерференции и обусловливает флуктуационную зависимость от ракурса цели, что характерно для большинства диаграмм обратного рассеяния радиолокационного сигнала.
Более сложные приближенные теории опираются на гочную электромагнитную теорию в той или иной ее форме и вводят упрощающие аппроксимации в интеграле Чу — Стреттона для оценки распределения поверхностного гока. Наиболее простая из подобных концепций базируется на представлениях физической оптики, согласно которой локальная плотность тока в каждой точке облученной части геометрического тела принимается равной плотности тока в атой точке, если бы он протекал по бесконечной касательной плоскости [33[, )салее теория физической оптики предполагает, что величина тока в любой геометрически затененной части поверхности тела равна нулю.
И хотя первое допущение отрицает взаимное влияние распределения тока на соселних участках гела, а второе допущение вообще не верно, все же эта теория позволяет сделать существенный шаг вперед в прогнозировании явлений интерференции, которые явно проявляются в угловой зависимости ЭПР. Однако методы физической оптики неприемлемы там, где требуется точное определение поляризации и в особенности, эффектов деполяризации [39[. Третий теоретический подход называется геометрической теорией дифрикнии и представляет собой развитие геометрической оптики с учетом дифракции [40!.
Этот метод сочетает простоту, присущую чисто геометрической оптнне, с необходимым учетом и рассмотрением длин волн и фаз. Здесь наиболее важным является явно выраженное свойство взаимной компенсации интеграла, обусловленной колебательным характером подынтегрального выражения Такая полная взаимная компенсация составляющих с противоположпымв фазами подавляет результирующее излучение от всех частей тела.
за исключением участков вблизи геометрических разрывов. Это позволяет ввести понятие центров рассеяния, локализованных вблизи точек разрыва. Рассеяние цели представляется затем суммой векторных полей (с соответствующими фазовыми соотношениями), возникающих в этих центрах рассеяния. Поле каждого из этих центров характеризуют соответствующей амплитудой и фазой, исходя нз асимптотического представления точного решения двумерной задачи для тела с аналогичной геометрией.
Вводится также дополнительный фазовый множитель, пропорциональный расстоянию (выраженному в длинах волны) от каждого центра рассеяния до РЛС. Изменение этих относительных расстояний при вращении цели объисняет быстрые флуктуации диаграммы рассеяния в зависимости от ракурса Т(злее можно предсказать поляризацию сигнала, отражаемого от каждого такого центра рассеяния, и, таким образом, сохранить поляризационную зависимость в вычисленном результате. Можно также предсказать зависимость радиолокационного рассеяния от величины двухпозициоиного угла. Применение теории к простым телам.
Рассмотрение простых тел начнем с гладких тел (сфера, эллипсоид вращения и оживи], а затем перейдем к телам, имеющим грани (плоская пластинка, конус, цилиндр и усеченные фигуры). Такой порядок обусловлен фундаментальными различиями явления рассеяния на гладких и ребристых телах. Некоторые линейные рассеиватели, такие как прямая проволока и проволочная петля, также включены в категорию простых тел. Сфера.
Сфера представляет собой простейший объект, для которого можно произвести точный расчет методом разделения переменных. По вопросу рассеяния электромагнитной энергии иа сфере существует обширная лигература, и сейчас имеется множество подробных данных относительно распределения поверхностного тока и дифрагированного поля вблизи сферы [35[, Настоящее рассмотрение касается только радиолокационного обрасного рассеяния. 37б Р.б. Методы расчета ЭПР Эффективная площадь рассеяния идеально проводящей сф~ры для однопо. авционной РЛС изотропна; она не зависит от угля облучения. Онэ не зависит также и от ориентации п а р а л л е л ь н о направленных поляризаций передающей и приемной антенн.
На рис. !7 показана зависимость ЭПР от отношения длины окружности сферы к длине волны 2пай, где а — радиус сферы [42]. Эаметим, что фактическая эффективная площадь рассеяния о здесь иормиро. вана величиноб лаз, представляющей собой площадь проекции сферы. Нз рис, !? отмечены три четко различающиеся области для величины атно. шения длины окружности к длине волны. В релеевской (низкочастотной) области (О 7,0 О! чт 00! к00! О! Юг 07О4О0 00),0 г д 4Х00)0 ууга/д Эсс. Ы. ЭПЭ сфсрьо а — рслитс; Х вЂ” алина волны (ст!.
длина окружности меньше одноб длины волны и ЭПР меняется обратно прапор. ционально четвертой степени длины волны. Эта зависимость в релеенской об. ласти характерна для любого объекса, наибольший размер которого значитель. но меньше длины волны. Эффективная площадь рассеяния пропорциональна квадрату объема цели, умноженному на коэффициент, который учитывает фор. ьу тела и его ориентацию относительно полириаацни падающей волны. Увели. чение нормированной длины окружности сферы 2пай вносит осцилляции в кривую ЭПР, которые быстро сглаживаются при дальнейшем увеличении 2ла/л и колебшотся относительно средней величины о(лаа = !.
Область, в которой эти колебания достаточно хорошо выражены (! < 2лай < )О), называется областью Ми (по имени ученой О М(е, которая в (909 г. впервые провела тщательный анализ рассеяния электромагнитной энергии сферой [43!). Эту область называют также резонансной. Колебатель. ный характер зависимости обусловлен интерференцией между зеркальным от ражением от облученной части сферы и вкладом за счет волн, которые экспо ненциально затухают по мере того, как они обгекают обратную поверхность сфе ры, прежде чем пойти в направлении РЛС [4П, 377 Гл, 9. Эффекгилнол соток(пдь рассеяния В высокочастотной области (2па/д > 10), которая называется олшпчаскод обллршью, ЭПР постепенно прнблнжается к зеркальному значению о = пр', т.
е. к площади проекции сферы. Предельное значение для ндеально проводящей сферы оказывается равным ппз независимо от тогц, определяется оно на оо. нове лн точной теорнн (как это сделано выше), геометрнческой теорнн днфрак. цяи, методов лн физической оптнки, нлн на основе простой геометрнческой оптики. Таким образом, идеально проводящая сфера представляет собой особенно удобный объект для исследования ЭПР. Следующне два примера также относятся к сфере, но нз дяэлектрнческого материала. На рнс.
!8 представлены точные данные для сферы нз сплошного ан. злектрнка с показателем преломления л = 2,5+ /' 0,01. Кривая показывает нормированное значенне эффективной площадн рассеяная о/пп' в ке- /О 0 еь -/О ь -20 -50 О /,0 2,0 00 4,0 00 47 20 Р,О а/Л. Рис. 18. эпр сферы ке ккелектрика с кетеркмк кри л т,а+/ьаг !еа(.
цнбелах в функции радиуса сферы, выраженного в длинах волны (45). Сравнепче этих данных с представленными на рнс. 17 показывает, что в формнрованнн ЭПР диэлектрической сферы важное значение нмеет внутреннее отражение полей, проннкающих внутрь днзлектрика. Рнс.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
