особенности распространения радиоволн над морской
реклама
НАЦИОНАЛЬНАЯ АКАДЕМИЯ НАУК УКРАИНЫ ИНСТИТУТ РАДИОФИЗИКИ И ЭЛЕКТРОНИКИ им. А.Я. УСИКОВА В.Д. Ерёмка, В.А. Кабанов, Ю.Ф. Логвинов, И.М. Мыценко, В.Б. Разсказовский, А.Н. Роенко ОСОБЕННОСТИ РАСПРОСТРАНЕНИЯ РАДИОВОЛН НАД МОРСКОЙ ПОВЕРХНОСТЬЮ Под редакцией д.т.н., проф. В.Б. Разсказовского Moscow ♦ Kiev • Minsk ♦ Sevastopol 2013 УДК 621.396.967:629.12(083) ББК 39.275.7 Д43 Утверждено к печати ученым советом Института радиофизики и электроники им. А. Я. Усикова НАН Украины (протокол №6 от 20 августа 2013 г.) Рецензенты: Н.Н. Колчигин, доктор физико-математических наук, профессор, заведующий кафедрой Теоретической радиофизики Харьковского национального университета им. В.Н. Каразина А.А. Зеленский, доктор технических наук, профессор, заведующий кафедрой Приема, передачи и обработки сигналов Национального аэрокосмического университета им. Н.Е. Жуковского «Харьковский авиационный институт» В.Д. Ерёмка Особенности распространения радиоволн над морской поверхностью / В.Д. Ерёмка, В.А. Кабанов, Ю.Ф. Логвинов, И.М. Мыценко, В.Б. Разсказовский, А.Н. Роенко. Под редакцией В.Б. Разсказовского. – Севастополь: Вебер, 2013 – 217 с. Ил. ISBN 978-966-335-403-3 В монографии рассмотрены особенности распространения радиоволн над морской поверхностью как в загоризонтной области, так и в зоне прямой видимости. Описана методика и аппаратурные измерительные комплексы для определения дистанционных зависимостей множителя ослабления радиоволн УКВ и СВЧ диапазонов. Для каждого из исследованных районов Атлантического, Северного Ледовитого, Индийского и Тихого океанов впервые представлены дистанционные зависимости множителя ослабления, их основные типы и вероятность появления. Рассмотрено влияние реальной формы диаграммы направленности антенных систем на дистанционный ход множителя ослабления радиоволн за пределами радиогоризонта. Приведены результаты исследований высотного профиля коэффициента преломления атмосферы над Черным морем с помощью СВЧрефрактометров. Представлены примеры влияния вертикального профиля коэффициента преломления атмосферы на условия распространения радиоволн. Особое место занимает рассмотрение моделирования распространения миллиметровых и сантиметровых радиоволн над морем при малых углах скольжения. Показано, что разработанный подход к представлению переизлученного морской поверхностью электромагнитного поля позволяет объяснить ряд экспериментально установленных эффектов. Описана концепция построения экологически безопасной псевдокогерентной РЛС для обнаружения надводных объектов за пределами горизонта. Монография рассчитана на научных работников, занимающихся исследованием распространения радиоволн над морской поверхностью, разработчиков и создателей морских РЛС разного назначения. УДК 621.396.967:629.12(083) ББК 39.275.7 © В.Д. Ерёмка, В.А. Кабанов, Ю.Ф. Логвинов, И.М. Мыценко, В.Б. Разсказовский, А.Н. Роенко. ISBN 978-966-335-403-3 ПРЕДИСЛОВИЕ Мировой океан во все времена играл огромную роль в жизни человечества: недорогая перевозка грузов и людей, неограниченные ресурсы сырья и питания, «легкие» нашей планеты и т.д. Физические процессы в океане влияют на метеорологический режим, создавая различные условия для распространения радиоволн как над поверхностью океана так и над сушей. Исследованиям распространения радиоволн над морской поверхностью посвящено значительное количество работ, что обусловлено расширением районов действия ВМФ и судоходства. Институт радиофизики и электроники им. А.Я. Усикова НАН Украины провел многолетние экспериментальные исследования распространения радиоволн УКВ и СВЧ диапазонов в районах Мирового океана с различным метеорологическим режимом. Кроме этого, проведены многолетние исследования высотного профиля коэффициента преломления атмосферы над Черным морем с помощью СВЧ рефрактометров. Результаты этих исследований освещались на различных конференциях, симпозиумах, в статьях и монографиях. Однако значительная их часть оказалась неопубликованной изза большого объема и ограничения доступа для широкой научной общественности. В данной монографии представлены результаты исследования особенностей распространения радиоволн над морской поверхностью. Особое внимание уделено влиянию поверхности моря на пространственно-временную структуру электромагнитного поля, распространяющегося над ней под малыми углами скольжения. В первой главе рассмотрены особенности распространения радиоволн над океанской поверхностью. Описаны наиболее интересные для распространения радиоволн физические процессы, происходящие в непосредственно прилегающем к океанской поверхности слое атмосферы. Вторая глава посвящена определению множителя ослабления радиоволн и его дистанционным зависимостям. Описана методика определения и аппаратурные измерительные комплексы. По каждому из исследованных районов Атлантического, Северного Ледовитого, Индийского и Тихого океанов представлены дистанционные зависимости множителей ослабления, их основные типы и вероятность появления, по результатам измерений создана база данных. Описано влияние солнечного затмения, 3 которое произошло в период проведения экспериментов в Индийском океане, на величину ослабления сигналов далеко за пределами радиогоризонта. В третьей главе рассмотрено влияние реальной (инструментальной) диаграммы направленности антенных систем на условия загоризонтного распространения радиоволн за счет рассеяния на турбулентностях тропосферы и отражения от инверсионных слоев. Приведены результаты сопоставления экспериментальных и расчетных данных. Четвертая глава посвящена исследованию высотного профиля коэффициента преломления атмосферы над Черным морем с помощью СВЧ-рефрактометров. Приведены статистические данные о пространственно-временном распределении коэффициента преломления в диапазоне высот от морской поверхности до 1,5 км. Представлены примеры влияния вертикального профиля коэффициента преломления атмосферы на условия распространения радиоволн. Экспериментально определена область пространства существенная при распространении для трассы прямой видимости. В пятой главе представлены результаты моделирования распространения радиоволн миллиметрового и сантиметрового диапазонов над морем при малых углах скольжения. Проведена оценка распределения по длине трассы интенсивностей когерентной и некогерентной компонент переизлучаемого поля и его угловые спектры в точке приема. Показано, что разработанный подход к представлению переизлученного морской поверхностью поля позволяет объяснить экспериментально установленные ранее особенности спектров флуктуации амплитуд сигналов миллиметровых волн при распространении над морем. В шестой главе приведено описание экологически безопасной импульсной псевдо-когерентной РЛС для охраны территориальных вод за пределами радиогоризонта, при разработке которой использованы результаты экспериментальных и теоретических исследований особенностей распространения радиоволн над морской поверхностью. Особое внимание уделено передающему устройству, где применен магнетрон с холодным катодом. В данной монографии обобщены и изложены с единых позиций результаты многолетних научных исследований, посвященных особенностям распространения радиоволн над морской поверхностью. Она принесет пользу специалистам, связанным с 4 исследованием распространения радиоволн над морской поверхностью, разработкой и созданием РЛС разного назначения, а также научным работникам, специализирующимся в области радиофизики, радиолокации и радионавигации. Монография написана коллективом авторов. Главы 1, 3 написаны И.М. Мыценко, глава 2 — И.М. Мыценко и А.Н. Роенко, глава 4 — В.А. Кабановым, глава 5 — Ю.Ф. Логвиновым и В.Д. Разсказовским, глава 6 — В.Д. Еремкой, И.М. Мыценко и А.Н. Роенко. Авторы выражают благодарность д.ф.-м.н., проф. Кивве Ф.В. за обсуждение, ценные замечания, советы в период подготовки рукописи к печати, а при оформлении рукописи — И.П. Безгиной. 5 ГЛАВА 1 ОСОБЕННОСТИ РАСПРОСТРАНЕНИЯ РАДИОВОЛН НАД ОКЕАНСКОЙ ПОВЕРХНОСТЬЮ 1.1. Введение В данной главе рассмотрены особенности физических процессов над океанской поверхностью и их отличия от континентальных трасс, а также трасс, пролегающих во внутренних морях. Приведены общие характеристики метеорологического режима районов в момент проведения исследований и средние многолетние данные. Представлены результаты экспериментальных исследований приводных тропосферных волноводов и инверсионных слоев. 1.2. Особенности распространения радиоволн над океанской поверхностью и их отличия от континентальных трасс Исследование физических процессов, происходящих непосредственно в прилегающем к океанской поверхности слое атмосферы, в настоящее время приобретает все большее значение для решения общей проблемы взаимодействия океана и атмосферы, для разработки наземных методов локального и глобального прогноза геофизических полей и ряда других практических задач. Одной из важных задач является изучение влияния этих процессов на распространение радиоволн над океанской поверхностью за пределы радиогоризонта. Особенности распространения радиоволн над океанской поверхностью и их отличия от континентальных трасс и трасс, пролегающих во внутренних морях, определяются макроскопическими процессами, протекающими в атмосфере. Прежде всего, это отличия гидрологического режима. Суммарная радиация. Увеличивается от высоких широт к низким, с максимумом около 20° с.ш. и 20° ю.ш., что объясняется малой облачностью в этих районах, характеризующихся высоким атмосферным давлением. Наибольшая затрата тепла и испарение отмечается также в зонах высокого атмосферного давления. Турбулентный теплообмен в тропических и умеренных широтах меньше других основных составляющих теплового баланса. Нарастание его с широтой связано с увеличением 6 разности температур воды и воздуха. Океан поглощает тепло в поясе 30° с.ш.÷30° ю.ш. и постепенно отдает его атмосфере в более высоких широтах. В результате испарения и турбулентного теплообмена с поверхности океана атмосфере передается 82 ккал/см2/год, в то время, как с поверхности суши 49 ккал/см2/год. Температура. Верхним тонким слоем воды, толщиной 1 см поглощается 94% поступающей на поверхность океана солнечной энергии. Вследствие перемешивания происходит передача тепла всей толще воды океана. Различия теплового баланса определяют региональные и зональные особенности распределения температуры [1] (см. Табл.1.1). Таблица 1.1. Средняя температура воды на поверхности океана Широта, 70°÷60° 60°÷50° 50°÷40° 40°÷30° 30°÷20° 20°÷10° 10°÷0° 2,9 6,1 11,2 19,1 23,6 26,4 27,3 0°÷10° 10°÷20° 20°÷30° 30°÷40° 40°÷50° 50°÷60° 70°с.ш.÷ с.ш. Температура, t , °С Широта, ю.ш. Температура, 60°в.д. 26,7 25,2 22,1 17,1 9,8 3,1 19,32 t , °С Среднегодовая температура поверхностных вод океана равна 17,5°С, в то время как температура воздуха над океаном равна 14,4°С. При этом в Северном полушарии температура воды выше, чем в Южном (за счет влияния материков). Термический экватор (линия наибольших температур) располагается к северу от экватора. Здесь среднегодовая температура достигает 28°С, в замкнутых тропических морях 32°С. По мере удаления от экватора к полюсам, она постепенно понижается до 1,5÷1,9°С в полярных районах. Распределение температуры на поверхности и в верхнем слое океана происходит, в общем зонально, однако в умеренных широтах под влиянием теплых и холодных течений температуры воды в восточной части океана на 5÷8°С выше, чем в западной, а в субтропических широтах, наоборот, на востоке на 5÷10°С ниже, чем на западе. На поверхности океана сезонные колебания температуры составляют от не более 1°С у экватора и до 10°С и более в умеренных и субтропических широтах. 7 Кроме этого, отличительной особенностью является поведение ветра. В нижнем слое атмосферы толщиной в несколько сот метров, где существенно влияние трения, направление ветра отклоняется от изобары в сторону низкого давления. Величина угла между направлением ветра с изобарой изменяется с высотой и зависит от характера подстилающей поверхности и времени суток. Над морем этот угол составляет 10÷20°, над сушей 40÷50°. С высотой этот угол постепенно уменьшается до нуля. Над морем суточный ход ветра не значителен. Над сушей – ночью скорость ветра у земной поверхности достигает минимума, а в послеполуденные часы – максимума, особенно летом в ясные дни над степью и пустынными районами. От макроскопических процессов, которые определяют различный метеорологический режим в исследуемых районах Мирового океана, перейдем к рассмотрению физических процессов непосредственно в приводном слое тропосферы. Наиболее благоприятными условиями для возникновения сверхрефракции являются: инверсия температуры (уменьшение температуры в направлении к земной и водной поверхности). Особенно часто такие условия складываются над морем, где в ясную безветренную погоду днем и ночью воздух у поверхности моря оказывается более холодным и влажным, чем воздух на высоте. Эти условия могут быть даже усилены, когда летом в антициклоне воздух движется с континента на море и, будучи вначале очень сухим, вызывает испарение с поверхности моря и резкое падение давления с высотой в нижнем слое атмосферы. Тепловые перепады между водой и находящимися над ней слоями воздуха, а также высокие градиенты влажности приводят к более резкому, чем при нормальной рефракции, уменьшению скорости распространения по направлению к поверхности, т.е. к более резкому увеличению кривизны луча [2]. Одним из существенных отличий физических процессов, происходящих в приводном слое тропосферы, являются процессы вблизи поверхности раздела вода – воздух на высотах до нескольких метров. По данным многих исследований, вблизи поверхности раздела океан – атмосфера наряду с неупорядоченной турбулентностью существуют регулярные колебания, связанные с возмущающим влиянием ветрового волнения. В зависимости от стадии развития волнения поток тепла может менять знак независимо от градиента средних величин температуры [3]. Явление обращения потока тепла наиболее ярко выражено при наличии достаточно развитого волнения и слабом 8 ветре, но не штиле. Наличие ветра со сдвигом скорости по высоте существенно меняет механизм распространения волновых возмущений. Подобная «отрицательная» диффузия влаги на стадии развивающегося и затухающего волнения приводит к непостоянству потока влаги с высотой и, следовательно, накоплению ее на некотором уровне в течение небольшого промежутка времени. Таким образом, характер изменения распределения средних значений температуры и влажности по высоте в приводном слое атмосферы над океаном существенно отличается от изменений в приземном слое. Вертикальная структура воздушного потока, особенно вблизи поверхности раздела вода – воздух, не соответствует режиму автомодельной турбулентности над твердыми подстилающими поверхностями. Наряду с чисто турбулентными или «случайными» пульсациями в спектрах термогидродинамических полей появляются индуцированные колебания, соответствующие основным энергонесущим частотам волнения, с амплитудами, убывающими по мере удаления от поверхности океана. Кроме того, волноводное распространение, связанное с испарением, наблюдается только над водной поверхностью [4, 5]. Авторами этих и других работ рассматривались три типа тропосферных волноводов, образующихся при наличии градиентов захвата над океанской поверхностью: приповерхностные, приподнятые и волноводы испарения. Приповерхностные волноводы обычно формируются в слоях на высотах до нескольких сотен метров, а иногда и в слоях, прилегающих к поверхности. Они обеспечивают распространение радиоволн с частотами выше 100 МГц на расстояния, намного превышающие пределы радиогоризонта. Сверхдальняя радиолокация [6] обусловлена волноводами именно этого типа. Приподнятые волноводы формируются в захватывающих слоях, расположенных несколько выше. В этих случаях, из-за большой высоты расположения слоя или малых изменений градиента в пределах слоя, приповерхностный волновод не образуется. Приподнятые волноводы так же, как и приповерхностные, влияют на распространение радиоволн с частотами, превышающими 100 МГц, но увеличение дальности обнаружения происходит, в основном для РЛС и объектов, расположенных в самом волноводе. Чаще всего они расположены ниже 3 км, но встречаются и на высотах до 6 км [7]. 9 Одним из наиболее важных механизмов распространения радиоволн сантиметрового диапазона является волновод испарения, так как приемо-передающие пункты судовой связной или радиолокационной системы находятся либо в его пределах, либо над ним. Волновод испарения фактически постоянно возникает непосредственно над поверхностью океана при наличии быстрого спада влажности с высотой, которая в прилегающем слое воздуха достигает 100%. Влажность быстро убывает с высотой и уже на высотах нескольких метров достигает значения, которое определяется общими метеорологическими условиями. Высота, на которой достигается минимальное значение модифицированного индекса рефракции M N 0,157h , где h – высота в метрах, N – индекс рефракции, носит название высоты волновода испарения и служит мерой эффективности волновода. Волновод испарения располагается в промежутке от поверхности океана и до высот в несколько десятков метров. Высота волновода определяется метеорологическими параметрами среды, главным из которых является температура поверхности океана [8]. Основным эффектом действия волновода испарения является увеличение дальности действия судовых и береговых радиолокационных систем и систем радиосвязи с частотами излучения более 3 ГГц. Частота излучения, соответствующая оптимальному увеличению дальности действия, составляет приблизительно 18 ГГц [7], а далее, с увеличением частоты, его преимущества теряются из-за поглощения и дополнительного ослабления взволнованной поверхностью океана. Малые высоты расположения антенных систем РЛС и хорошие отражающие свойства поверхности океана для используемых диапазонов частот приводят к модуляции диаграммы направленности антенны, имеющей лепестковую структуру в вертикальной плоскости [7, 9]. Она взаимодействует с тропосферой и приводит к изменению дистанционного хода множителя ослабления радиоволн за горизонтом, а, следовательно, к возможности обнаружения надводных объектов на конкретных расстояниях [10, 11]. Изучению влияния отражений от поверхности раздела на распространение радиоволн посвящен целый ряд работ, например [12-16]. В этих работах отмечается важность и значение влияния границы раздела на условия распространения радиоволн. Учет поверхности раздела приводит к качественно новым явлениям. Во-первых, в некоторых точках пространства среднее поле может обращаться в нуль за счет 10 интерференции прямой и отраженной от поверхности волн; во-вторых, на краю первого лепестка тангенциальные компоненты среднего поля убывают обратно пропорционально квадрату, а не первой степени расстояния от источника (область применимости так называемой «квадратичной» формулы Введенского [17]). Исследования распространения радиоволн над поверхностью океанов, проведенные в последние годы [18-21], показали, что при всех механизмах распространения существенное влияние на условия распространения радиоволн за горизонт оказывают отражения от морской поверхности в зоне прямой видимости. Это влияние было учтено при расчете уровня поля за горизонтом, вызванного дифракцией [22] и рассеянием на неоднородностях тропосферы [23]. Однако оценка этого влияния и сопоставление с экспериментальными данными в указанных работах не проведены. Влияние поверхности моря на пространственно-временную структуру распространяющегося над ней электромагнитного поля вызывает ограничение дальности действия РЛС и существенное ухудшение точности измерения угловых координат надводных объектов. Различные эффекты возникают при работе в миллиметровом или сантиметровом диапазоне при угловых высотах наблюдаемых объектов в единицы миллирадиан, когда из-за сильных затемнений с облучающим полем взаимодействуют только вершины морских волн. Литература 1. 2. 3. 4. 5. 6. 7. 8. Роль Г.У. Физика атмосферных процессов над морем. Л., Гидромет, 1968г. − 356с. Бартон Д., Вард Г. Справочник по радиолокационным измерениям. − М. «Советское радио». 1976г. − 392с. Букланов В.В., Зацепа С.Н., Кретов Н.В., Пивоваров А.А. О вертикальном распределении температуры, влажности и плотности над взволнованной поверхностью моря. − МГУ им. М.В.Ломоносова, Москва, 1980г. − 19с. Richter J.M. and Hitney H.V. The effect of the evaporation duct on microwave propagation. Naval Electronics Lab. Cen. Tech. Rep. 1949, Apr.17, 1975. Anderson K.D. Evaparation duct effects on moderate range propagation over the sea at 10 and 1,7 cm wavelengths, Naval Ocean Syst. Cen. Tech. Rep. 858, Nov.19, 1982. Frechafer J.E. Tropospheric refraction. In: Propagation of Short Radio Waves, D.E. Kerr, Ed. New York: Mc Graw – Hill, 1951, P.9-22. Хитни Г.В., Рихтер Ю.Х., Папперт Р.А., Андерсон К.Д., Баумгартнер Дж.Б. Распространение радиоволн в тропосфере: Обзор, ТИИЭР, февраль 1986. – т.7, №2. – C.106-128. Гаврилов А.С., Петров Ю.С. Методы расчета структуры приводного слоя атмосферы применительно к задачам радиолокации над океаном. – В сб.: 11 9. 10. 11. 12. 13. 14. 15. 16. 17. 18. 19. 20. 21. 22. 23. Рассеяние и дифракция радиолокационных сигналов и их информативность. – Л.: СЗПИ, 1984. – С.31-36. «Распространение ультракоротких радиоволн». Пер. с англ. Под редакцией Шиллерова Б.А.. М., Сов. радио, 1954. – 710c. Mytsenko I.M., Homenko S.I. Distance Dependence of the Damping Factor for Metric and Decimeter Waves in an Inversion Layer Condition. − Telecommunications and Radio Engineering, 2003. – v.59, No.7-9. – P.95-100. Брауде С.Я., Островский И.Е. Деформация лепестковой структуры поля сантиметровых и миллиметровых радиоволн при распространении в приводном волноводе. − Радиофизика и радиоастрономия. 1997. − 2, № 4. – С.446-449. Справочник по радиолокации. Под ред. М. Сколника. Нью-Йорк, 1970. Пер. с англ. Под общей ред. К.Н.Трофимова, т.1. Основы радиолокации. Под ред. Я.С. Ицхоки, М., Сов.радио, 1976. – 456с. Басс Ф.Г., Брауде С.Я., Канер Э.А., Мень А.В. Флуктуации электромагнитных волн в тропосфере при наличии поверхности раздела. – Успехи физических наук. 1961. – т. ХХIII, вып.1, январь. – C.89-119. Мень А.В., Горбач В.И., Брауде С.Я. Влияние поверхности раздела на флуктуации радиоволн, распространяющихся в неоднородной среде. – Изв.вузов. Радиофизика, 1959. – т.2,№ 3. – C.388-394. Басс Ф.Г., Канер Э.А. Корреляция флуктуаций электромагнитного поля в среде со случайными неоднородностями над идеально проводящей плоскостью. – Изв.вузов. Радиофизика, 1959. – т.2, № 4. – C.566-572. Канер Э.А., Басс Ф.Г. Распространение электромагнитных волн в среде со случайными неоднородностями над идеально проводящей плоскостью. – Изв.вузов. Радиофизика, 1959. – т.2, № 4. – C.553-564. Введенский Б.А., Аренберг А.Г. «Распространение УКВ».−М.: Связьиздат, 1934.430с. Мыценко И.М., Морозов В.Е., Панкратов Л.С., Снурников А.Н. Экспериментальные исследования радиолокационной наблюдаемости над морской поверхностью. − Тезисы докладов Международной научно-технической конференции «Современная радиолокация», Киев, 1994. – С.90-91. Мыценко И.М., Хоменко С.И. Исследование распространения радиоволн сантиметрового диапазона в районах Мирового океана. − Вісник Харківського національного університету ім. В.М.Каразіна, №570, серія «радіофізика та електроніка», випуск 2, 2002, – С.206-207. Mytsenko I.M., Homenko S.I. Distance Dependence of the Damping Factor for Metric and Decimeter Waves in an Inversion Layer Condition. − Telecommunications and Radio Engineering, 2003. – v.59, No.7-9. – P.95-100. Особенности загоризонтного обнаружения надводных объектов в дециметровом и метровом диапазонах радиоволн при наличии инверсионных слоев. − «Радиофизика и электроника», 2001. – Т.6.№ 2,3. – С.242-247. Арманд Н.А., Андрианов В.А., Ракитин Б.В., Фрумович В.Л., Щульман Л.И., Ямпольская А.И. Предельные зоны видимости РЛС, с учетом влияния сферической Земли и радиорефракции. Препринт ИРЭ АН УССР. 1977. – 78c. Корсунский Л.Н. Распространение радиоволн при самолетной радиосвязи. − М., Сов. радио, 1965. – C.347-356. 12 ГЛАВА 2 ЗАГОРИЗОНТНОЕ РАСПРОСТРАНЕНИЕ РАДИОВОЛН УЛЬТРАКОРОТКОГО ДИАПАЗОНА В РАЙОНАХ МИРОВОГО ОКЕАНА 2.1. Введение Термин «Мировой океан» ввел в науку крупный отечественный географ и океанограф Ю.М. Шокальский. Мировой океан представляет собой одну из естественных оболочек Земли — океаносферу. Эта глобальная оболочка образует свое особое геопространство, в котором протекают взаимосвязанные природные процессы. Они имеют определенные планетарные закономерности и региональные особенности, обусловленные спецификой океанической среды. В настоящее время Мировой океан рассматривается как открытая динамическая система, которая обменивается веществом и энергией с сопредельными средами. Этот обмен происходит в форме глобальных круговоротов, в которых участвуют тепло, влага, соли, газы и другие вещества. Солнечные лучи пронизывают атмосферу и нагревают воду океана, в которой накапливается большое количество тепла. Облачные системы, возникающие над океаном, ослабляют приток солнечной радиации, а следовательно, и испарение с его поверхности. Эти физические процессы в океане влияют на условия загоризонтного распространения радиоволн в различных по метеорологическому режиму районах Мирового океана и требуют комплексного исследования. Одной из проблем в области радиолокационной техники является создание средств радиолокации, радионавигации и других радиотехнических устройств, дальность действия которых превышает пределы радиогоризонта. В настоящее время, в связи с участившимися случаями пиратства, контрабандной ловли рыбы, перевозки грузов, отбора нефти и других нарушений в территориальных водах, интерес к этой проблеме возрос. Особенно это касается судовых РЛС, обеспечивающих безопасность судоходства и охрану территориальных вод. Сложность создания таких устройств определяется спецификой их применения на судах: ограничением энергетики, размеров и высоты расположения антенных систем, необходимостью стабилизации их положения в пространстве. Разработка и создание эффективных морских загоризонтных РЛС осуществляются успешно, если они опираются на прочные физические основы. Как 13 известно, вероятность появления аномалий распространения радиоволн, увеличивающих дальность действия за горизонтом, в большинстве районов Мирового океана и внутренних морях существенно выше, чем над континентальными трассами. Наиболее перспективным путем к решению проблемы создания загоризонтных радиотехнических средств, является исследование загоризонтного распространения ультракоротких радиоволн в приводном слое тропосферы, набор статистических данных по ослаблению сигнала за горизонтом в различных по метеорологическому режиму районах Мирового океана. Выявление возможностей эффективного осуществления загоризонтного распространения радиоволн и обнаружения надводных объектов, прогнозирование и диагноз дальности действия радиотехнических систем, оптимизация их параметров не теряют своей актуальности и в настоящее время. Кроме этого, интерес к исследованиям загоризонтного распространения радиоволн постоянно возрастает, что связано с проблемой электромагнитной совместимости огромного количества радиотехнических систем различного назначения в УКВ диапазоне. Создание эффективных загоризонтных РЛС нового поколения необходимо для надежной охраны государственной морской границы Украины, а судовых − для решения навигационных задач в районах Мирового океана. Исследованиям распространения радиоволн над морской поверхностью посвящено значительное количество работ, что обусловлено расширением районов действия военно-морских сил и появлением береговых радиолокационных станций в 40-х годах. Возникла необходимость исследования особенностей распространения радиоволн над поверхностью океанов. Стимулом к этому послужили эффекты сильных аномалий распространения радиоволн над обширными водными поверхностями, обнаруженные во время Второй мировой войны [1]. В результате первых отечественных и зарубежных исследований [2-4] было выявлено существенное влияние изменений в структуре приводного слоя тропосферы на условия распространения радиоволн. Отмечалось, что в случае волноводного распространения уровень принимаемых сигналов был близок к таковому в свободном пространстве, а волноводные эффекты выражались сильнее на более высоких частотах. Проведенные экспериментальные исследования показали, что распространение радиоволн ультракоротковолнового диапазона над морской поверхностью существенно отличается от распространения над 14 сушей [5]. Однако перечисленные экспериментальные исследования были проведены либо вблизи островов или материков [4], либо во внутренних морях [6]. По этим причинам в 1962 году ИРЭ НАН Украины провел исследования распространения радиоволн сантиметрового и дециметрового диапазонов в Северной Атлантике [7]. Были получены важнейшие характеристики трасс распространения радиоволн − дистанционные зависимости множителя ослабления поля прямого сигнала, которые существенно отличались от зависимостей на континентальных и прибрежных трассах. Эта работа положила начало исследованиям загоризонтного распространения радиоволн ультракороткого диапазона в районах Мирового океана. Увеличение интенсивности судоходства, а также необходимость решения прикладных задач для военно-морских сил требовало продолжения этих исследований и в других районах Мирового океана. Начиная с 1976 г. ИРЭ и СКТБ ИРЭ НАН Украины провели регулярные экспериментальные исследования распространения радиоволн, которые продолжались вплоть до 1991 г. Загоризонтное обнаружение надводных объектов является актуальным и для Украины, которая имеет морские границы на Черном и Азовском морях. Для охраны территориальных вод от незаконной ловли рыбы, перевозки грузов, отбора нефти и других нарушений применяются средства радиолокации с достаточно большой мощностью излучения. Очень часто к таким объектам примыкают курортные зоны Черноморского побережья, что представляет опасность для населения. По этим причинам особенно актуальной задачей является разработка экологически безопасных методов для охраны территориальных вод Украины. Разработка таких данных невозможна без знания особенностей распространения радиоволн УК диапазона над морской поверхностью. В настоящей работе представлено обобщение результатов этих многолетних исследований, приведены описание базы данных дистанционных зависимостей множителя ослабления, анализ и оценка загоризонтного ослабления радиоволн над океанской поверхностью в случаях, интересных для радиолокации, методики диагноза и прогноза условий распространения радиоволн и дальности действия морских радиолокационных станций, способствующие решению прикладных задач. 15 2.2. Районы радиофизических исследований в Мировом океане Районы радиофизических исследований показаны на Рис.2.1. Подробное описание метеорологических режимов в исследуемых районах Мирового океана представлено в работах [8, 9]. Рис.2.1. Районы радиофизических исследований Дополнением являются материалы, которые были получены в районе №4 Индийского океана экспедицией 1980 г., в южной части Аравийского моря и в районе №5 Тихого океана и Охотского моря (Рис.2.2). Рис.2.2. Радиофизические исследования в районе о. Сахалин 16 2.3. Методика определения дистанционных зависимостей множителя ослабления радиоволн Для измерений использовались два исследовательских судна, на одном из которых располагался передатчик, а на другом приемник. На Рис.2.3. показано основное экспедиционное судно ОИС «Адмирал Владимирский», на котором была установлена шестиканальная аппаратура для приема импульсных радиосигналов 1 3, 2 см, 2 10 см, 3 50 см и 4 200 см. Приемная аппаратура 3-см диапазона размещалась на трех высотах h1 5,5 м, h2 17 м и h3 22 м. Снижение погрешностей при определении дистанционных зависимостей множителя ослабления радиоволн производилось путем измерения сигнала в первом максимуме в зоне интерференции и «привязки» измеренных значений к расчетным. Суть «привязки» и определения дистанционных зависимостей подробно изложены в работе [10]. Рис.2.3. ОИС «Адмирал Владимирский» 2.4. Измерительные аппаратурные комплексы Для измерений использовались два варианта приемо-передающих комплекса: с импульсным излучением и непрерывным. Приемо-передающий комплекс с импульсным излучением представлял собой четырех диапазонное устройство (3,2 см, 10 см, 50 см и 200 см), излучающее разнесенные во времени импульсные сигналы ( и =2 мкс). Положение импульса во времени определяется синхронизатором, который запускается высокостабильным 17 опорным генератором частотой 1 МГц (Рис.2.4). Для этой цели использовался стандарт частоты. Синхроимпульсы подавались на модуляторы передатчиков, которые были построены в сантиметровых диапазонах на магнетронных генераторах, а в дециметровом и метровом на лампах. Далее сигналы от передатчиков поступали на антенные устройства. Антенны 3- и 10-см диапазонов имели стабилизацию в пространстве. При осуществлении «привязки» в зоне интерференции в 3- и 10-см диапазонах использовались рупорные антенны. Переключение с узконаправленных антенн на широконаправленные производилось с помощью специального переключателя с минимальными потерями. В 50-см диапазоне использовалась система типа «волновой канал» с рефлектором, который позволял уменьшить боковые лепестки до уровня 25 дБ. Стабилизации в пространстве система не имела. В 200-см диапазоне применялась часть антенны станции П12. Все антенны имели возможность разворачиваться на 180° в зависимости от того выполнялся галс на схождение или расхождение. Рис.2.4. Блок схема передающего устройства Функциональная схема приемного устройства импульсного излучения представлена на Рис.2.5, где МШУ – малошумящий входной усилитель, СМ – смеситель, Г – гетеродин, ПУПЧ – предварительный усилитель промежуточной частоты, К – коммутатор, АПЧ – автоматическая подстройка частоты, ЛУПЧ – логарифмический усилитель промежуточной частоты, Д – детектор, ВУ – видеоусилитель, АСД – система слежения по дальности, ОГ – опорный генератор (1 МГц), С − синхронизатор, СР – система регистрации. Антенные системы приемного и передающего комплексов были идентичны. 18 Отличалась только высоты их установки. Сигнал с выхода антенн на вход непосредственно приемников подавался через аттенюаторы, что давало возможность увеличить динамический диапазон приемников во время осуществления «привязки». Максимальное ослабление входных аттенюаторов имело следующую величину (3 см – 30 дБ, 10 см – 30 дБ, 50 см – 30 дБ, 200 см – 70 дБ). Рис.2.5. Блок схема приемного измерительного комплекса Во всех диапазонах частот на входе приемных устройств применялись малошумящие усилители: в 3-см диапазоне параметрический усилитель, в 10- и 50-см диапазонах использовался параметрический преобразователь, в 200-см диапазоне – усилитель на транзисторах. Сигнал с выходов малошумящих устройств поступал на входы преобразователей частоты. В состав преобразователя частоты входили гетеродины с перестройкой частоты напряжением. В 3-, 10- и 50-см диапазонах это были генераторы Ганна, а в 200-см диапазоне генератор на транзисторе. Значение промежуточной частоты было выбрано 30 МГц, что давало возможность подавить зеркальную частоту и создать необходимую полосу пропускания (1 МГц) ЛУПЧ. Настройка приемника на необходимую частоту производилась РРЧ, а затем включалась 19 АПЧ. Это позволяло удерживать сигнал в полосе ЛУПЧ и исключить влияние эффекта Доплера при движении судов. Импульсные сигналы различных диапазонов частот, усиленные ПУПЧ, подаются на соответствующие входы коммутатора К. Выход коммутатора К подключен ко входу ЛУПЧ с помощью аттенюатора промежуточной частоты Аттпч (общее ослабление 60 дБ с дискретом 6 дБ, 12 дБ, 18 дБ, 24 дБ). Коммутатор К управляется синхроимпульсами от синхронизатора С. Синхронизатор С аналогичен синхронизатору передающего устройства и имеет точно такое же разнесение импульсных сигналов во времени. На вход С подан сигнал частотой 1 МГц от стандарта частоты. В этом случае, если произвести сбивку частот опорных генераторов приемного и передающего устройств, можно совместить принимаемые сигналы с импульсами синхронизатора приемного устройства. Однако, из-за конечного значения стабильности частот и, особенно, при движении судов это совмещение нарушится. Для удержания импульсов в нужном временном интервале служит АСД, работа которой не отличается от широкоизвестных. Сигнал с выхода ЛУПЧ детектируется детектором Д, усиливается ВУ и подается на систему регистрации. Кроме этого, со второго выхода ЛУПЧ сигнал подается на систему АПЧ. С целью исключения применения больших мощностей и напряжения, а также громоздких антенных систем, был разработан и применен приемо-передающий комплекс с излучением высокостабильных непрерывных сигналов и использованием узких полос пропускания. Функциональная схема передающего устройства непрерывного излучения приведена на Рис.2.6. Основной и наиболее трудной задачей при создании передающего комплекса являлось получение спектров излучаемых сигналов, которые бы позволили реализовать чувствительность приемного устройства с полосами пропускания для сантиметровых каналов – 30 Гц, для дециметровых и метровых – 5 Гц. Для этого необходимо чтобы ширина спектра излучаемого сигнала для сантиметрового диапазона была менее 30 Гц, а для дециметрового и метрового − менее 5 Гц. В качестве опорного генератора Г использовался стандарт частоты (выходная частота 1 МГц), сигнал которого подавался на вход умножителя частоты с общим коэффициентом умножения 128. Выходной сигнал этого умножителя частоты является основным опорным сигналом, ширина спектра которого была менее 5 Гц, а 20 соотношение сигнал/шум 55 дБ. Рис.2.6. Блок схема передающего устройства непрерывного излучения Это давало возможность использовать его в качестве опорного сигнала в системе ФАПЧ метрового диапазона радиоволн и умножителя опорных сигналов более высокочастотных диапазонов. Опорный сигнал дециметрового диапазона был получен путем умножения на четыре (128×4=512 МГц). Далее сигнал частотой 512 МГц умножался на 6 и формировался опорный сигнал 10-см диапазона (512×6=3072 МГц). После умножения этого сигнала на три получаем опорный сигнал 3-см диапазона (3072×3=9216 МГц). Значение первой промежуточной частоты приемного устройства было принято 27,5 МГц. Поэтому изучаемые частоты передающего устройства должны были отличаться от опорных на эту величину. Эта задача решалась с помощью системы ФАПЧ (Рис.2.6), которая работала следующим образом. Сигнал генератора (СВЧ) подавался на один из входов смесителя, и на другой вход был подан опорный сигнал от умножителя. Сигнал разностной частоты поступал на один из входов фазового детектора ФД. Опорным сигналом фазового детектора служил сигнал частотой 21 27,5 МГц, который был получен путем деления частоты опорного генератора Г на 2 и умножения частоты 0,5 МГц на 55. Выходной сигнал ФД поступал на вход управления частотой генераторов (СВЧ), частота которых отличалась от частоты опорного умножителя частоты на 27,5 МГц. Далее сигналы генераторов усиливались выходными усилителями и с помощью антенных систем излучались в пространство. Частоты излучаемых сигналов были следующие: 200-см диапазон − 155,5 МГц, 50-см диапазон − 539,5 МГц, 10-см диапазон − 3099,5 МГц, 3-см диапазон − 9243,5 МГц. В качестве антенных систем использовались: для 200-см диапазона − часть антенны станции П12 (аналог импульсивного варианта), для 50-см диапазона − антенна типа «волновой» канал (аналог импульсивного варианта), для 3- и 10-см диапазонов использовались разные антенны. С помощью направленных ответвителей часть мощности использовалась для контроля уровня излучаемого сигнала. После детектирования этот сигнал поступал на самописцы, которые в период проведения измерений не выключались. Функциональная схема приемного устройства представлена на Рис.2.7. Сигналы гетеродинов входного преобразования частоты формируются аналогично опорным сигналам передающего устройства: опорным сигналом служит сигнал стандарта частоты (1 МГц), который умножается на 128 и является сигналом первого гетеродина метрового диапазона. Затем этот сигнал умножается на четыре (128×4=512 МГц) и подается на первый преобразователь частоты дециметрового диапазона. Далее умножение на 6 (512×6=3072 МГц) – сигнал гетеродина 10-см диапазона, умножение на три (3072×3=9216 МГц) − сигнал гетеродина 3-см диапазона. На выходе входных преобразователей частоты во всех диапазонах частот мы получаем сигналы первой промежуточной частоты 27,5 МГц, которые усиливаются ПУПЧ и с помощью кабеля подаются на внутреннюю часть приемника. В состав входных преобразователей частоты входят МШУ с коэффициентом шума Fш ≈2 дБ, балансные смесители СМ-1 и ПУПЧ. Высокочастотная часть опорного умножителя частоты находилась рядом с входными преобразователями частоты, что давало возможность с минимальными потерями передавать сигналы гетеродинов. Основное усиление сигналов осуществляется трактом промежуточной частоты внутреннего блока (Рис.2.7). Кроме этого, здесь осуществляется формирование узкой полосы пропускания. Для этой цели сигнал первой промежуточной частоты 27,5 МГц 22 трижды преобразовывается до частоты 8 КГц, на которой возможно применения стандартных кварцевых фильтров с полосами пропускания 5 и 30 Гц. Рис.2.7. Функциональная схема приемного измерительного комплекса непрерывного излучения. В качестве сигнала гетеродина второго преобразователя частоты использован опорный сигнал 1 МГц умноженный на 27 (1×27=27 МГц). Таким образом, на выходе второго преобразователя частоты формируется сигнал частотой 500 КГц. Этот сигнал выделяется и усиливается усилителем второй промежуточной частоты УПЧ-1. В усилителе УПЧ-1 применяется электронно-механический фильтр с полосой пропускания 600 Гц. Третье преобразование частоты позволяет понизить промежуточную частоту до 128 КГц и применить в усилителе промежуточной частоты УПЧ-2 стандартные фильтры с полосой пропускания 260 Гц. В качестве сигнала гетеродина используется сигнал специального генератора Г, частотой 372 кГц, который может подстраиваться системой ФАПЧ и имеет ручную 23 регулировку частоты РРЧ. Четвертое преобразование частоты позволяет понизить промежуточную частоту до 8 КГц и реализовать необходимые полосы 5 Гц для метрового и дециметрового диапазонов и 30 Гц для 3- и 10-см диапазонов. В качестве гетеродина применяется кварцевый генератор Г 2 частотой 120 КГц. Для исключения влияния эффекта Доплера при движении судов и нестабильности частот передающего комплекса в приемном устройстве применялась система ФАПЧ. Опорным генератором являлся кварцевый генератор Г3 частотой 8 КГц, сигнал которого подается на один из входов фазового детектора ФД. На другой вход ФД подается сигнал четвертой промежуточной, где сравнивается с опорным и вырабатывается сигнал ошибки. Далее сигнал ошибки усиливается УПТ и подается на управляющий вход генератора Г1 (372 КГц). Основной проблемой подстройки частоты и удержания сигнала в полосе УПЧ является то, что при движении судов частота Доплеровского сигнала пропорциональна частоте входных сигналов. Поэтому в приемном устройстве применяется специальная схема +FД , которая построена по аналогии с опорным умножителем частоты, повторяет его коэффициенты умножения. Выделенная частота ошибки, в зависимости от диапазона частот, умножается в нужное число раз и суммируется с частотой генератора Г1 (372 КГц) и далее подается на соответствующий вход третьего преобразователя частоты. Контроль захвата сигнала системой ФАПЧ осуществляется визуально с помощью фигуры Лиссажу. С выхода УПЧ-3 сигнал подавался на детектор и УПТ, а далее на систему регистрации. 2.5. Результаты экспериментальных исследований и их анализ В районах №1, №2 и №3 (Рис.2.1) определение дистанционных зависимостей множителя ослабления осуществлялось с помощью ОИС «Молдавия» и ОИС «Михаил Крупский». Передающий измерительный комплекс непрерывного излучения был установлен на ОИС «Молдавия», а приемный на ОИС «Михаил Крупский». В районе №1 измерения проводились в период с 11.08.83 г. по 12.08.83 г. и с 23.08.83 г. по 27.08.83 г. Всего выполнено 16 галсов на удаление и сближение. В районе №2 из-за 24 штормовых условий было проведено 4 галса в период с 9.10.83 г. по 11.10.83 г. В районе №3 в период с 27.10.83 г. по 13.11.83 г. проведено 42 галса. Северная Атлантика (районы №1 и №2) В районе №1 многообразие условий распространения радиоволн сантиметрового диапазона привело к такому же многообразию дистанционного хода множителя ослабления. Определенные в этом районе дистанционные зависимости множителя ослабления радиоволн 3- и 10-см диапазонов были разбиты на три группы: «сильные», «средние» и «слабые». На Рис.2.8 представлены дистанционные зависимости («сильные») с малым погонным ослаблением (галсы 6, 8, 12, и 14 − сплошная линия, 3см диапазон, пунктир − 10-см). Рис.2.8. «Сильные» дистанционные зависимости (с малым погонным ослаблением), полученные 24-26 августа 1983 г. В этот период 24, 25 и 26 августа 1983 г. в районе исследований сложились метеорологические условия для образования волноводов испарения. Так 24.08.83г. высота волновода испарения изменялась в пределах 6÷8 м, что определило дистанционный ход множителя ослабления радиоволн 3- и 10-см диапазонов (галс 6). Как видим, высота волновода испарения была недостаточна для распространения радиоволн 3-см диапазона с очень малым ослаблением, а 10-см диапазон вообще не был захвачен. 25.08.83 г. в середине дня высота волновода увеличилась до 10 м (галс 8). В этом случае видно, что на больших расстояниях, которые соответствуют этому времени, 25 ослабление сигналов 3-см диапазона мало, и уже заметно влияние этого волновода на 10-см сигнал (галс 8). Наиболее высокий волновод с высотами до 14÷16 м наблюдался 26.08.83 г. В этот период проводилось определение дистанционной зависимости при расхождении (галс 12). 3-см сигнал в таком волноводе распространялся до 100 км с достаточно малым ослаблением. Распространение 10-см диапазона, хотя и не происходило с малым ослаблением, но также имело существенно меньшее ослабление по дистанции. В конце дня 26.08.83 г. высота волновода резко уменьшилась, что вызвало рост ослабления сигналов 3-см диапазона (галс 14) и отсутствие его влияния на 10-см диапазон. На Рис.2.9 представлены дистанционные зависимости («средние») со средним погонным ослаблением (Г10, Г16). Рис.2.9. «Средние» дистанционные зависимости (со средним погонным ослаблением), полученные 26-27 августа 1983 г. Как видно, дистанционная зависимость Г10 для 3-см диапазона радиоволн на начальном участке до 50 км имеет большое погонное ослабление, а затем его характер меняется. Это связано с тем, что в начальный момент времени высота волновода испарения была небольшой и наблюдались большие вариации, а затем на больших расстояниях высота волновода испарения выросла до 12 км. Для 10-см диапазона радиоволн наблюдения велись только на начальном участке дистанционной зависимости и влияние волновода практически отсутствует (Г10). Галс 16 проводился с 26 26.08.83 г. на 27.08.83 г. в период значительного изменения метеоусловий, которые привели к изменению высоты волновода испарения с 14÷16 м до 5÷6 м. Дистанционные зависимости («слабые») с большим погонным ослаблением (Г1, Г4, Г14) объясняются низким волноводом испарения в период их определения (Рис.2.10). Рис.2.10. «Слабые» дистанционные зависимости (с сильным погонным ослаблением), полученные 26-27 августа 1983 г. Рис.2.11. Дистанционные зависимости множителя ослабления, полученные в районе №1, при 0,5 м (4-3) и 2 м (4-4) В период проведения экспериментов в районах №1 и №2 не наблюдалось 27 инверсионных слоев, которые могли бы повлиять на распространение радиоволн дециметрового и метрового дистанционные зависимости диапазонов. множителя На Рис.2.11 ослабления показаны радиоволн характерные дециметрового (пунктирная) и метрового (сплошная линия) диапазонов. Норвежское море (район №3) Исследуемый район №3 (Рис.2.1) расположен на материковой отмели за полярным кругом между Атлантическим океаном и Арктическим бассейном в субарктической климатической зоне. Характер погоды определяется взаимодействием атлантических и арктических воздушных масс, а также двух основных течений – холодного Восточно-Гренландского и теплого Норвежского. Последнее является ветвью Гольфстрима, которая между о.Медвежий и м.Нордкап разветвляется на Нордкапское и Шпицбергенское. Таким образом, теплые атлантические воды приходят на север и северо-восток. Приток теплых вод обуславливает отсутствие постоянного ледяного покрова даже в самые суровые зимы. Температура воды на поверхности моря вблизи о. Медвежий летом составляет +5÷+9°С, а зимой понижается 0÷−4°С. На протяжении 17 суток радиофизических измерений расчетные значения высот волноводов испарения варьировались в диапазоне от нуля до 6,2 м. Наибольшую повторяемость имели волноводы с градацией высот от 2 до 4 м. Всего было обработано 317 случаев ежечасных стандартных судовых измерений. На Рис.2.12 представлены дистанционные зависимости множителя ослабления радиоволн 3- и 10-см диапазонов для района №3. Большое погонное ослабление этих сигналов связано с отсутствием волноводного механизма распространения радиоволн. Индийский океан (район №4) В Индийском океане определение дистанционных зависимостей множителя ослабления радиоволн осуществлялось с помощью ОИС «Адмирал Владимирский» и ОИС «Фаддей Белинсгаузен». Передающий измерительный комплекс был установлен на ОИС «Фаддей Белинсгаузен», а приемный − на ОИС «Адмирал Владимирский». Ниже представлены результаты двух экспедиций 1980 г. и 1984 г. в Индийском океане. В период проведения радиофизических исследований 16.02.80 г. в районе работ произошло неполное солнечное затмение, влияние которого проявилось дистанционном ходе множителей ослабления радиоволн всех диапазонов. 28 на Рис.2.12. Дистанционные зависимости множителя ослабления, полученные в районе №3, при 10 cм (штриховые линии) и 3 см (сплошные линии) Рассмотрим результаты исследований 1980 г. Район радиофизических исследований находился в южной части Аравийского моря. Всего было проведено 39 галсов. В этот период здесь наблюдались штилевые условия. Ветровое волнение практически отсутствовало. По этим причинам наблюдались инверсионные слои на различных высотах от 500 до 2000 м и волноводы испарения. На Рис.2.13 представлены усредненные дистанционные зависимости множителя Рис.2.13. Дистанционные зависимости множителя ослабления, полученные в районе №4, при 3 см и низком расположении антенн: h1 =4,5 м, h2 =5,5 м 29 ослабления радиоволн 3-см диапазона, полученные с помощью наиболее низкорасположенных антенн h1 =4,5 м; h2 =5,5 м. В этом случае антенны, как приемная, так и передающая, находились непосредственно в волноводе испарения. Там, где он присутствует (кривая 1), распространение радиоволн этого диапазона происходит с малым ослаблением (Г27, Г29 и Г31). Особенно на начальном участке до 100÷150 км, что представляет интерес для радиолокации. В том случае, когда высоты волноводов были достаточными для волноводного испарения, но нестабильными во времени, наблюдались дистанционные зависимости (кривая 2) (Г1, Г3 и Г5). Наибольшее количество галсов (Г7, Г9, Г11, Г13, Г15, Г17, Г19, Г21, Г23, Г25, Г33, Г37 и Г39) были проведены при недостаточных высотах волноводов испарения (кривая 3). Как видим, здесь наблюдается существенное ослабление сигналов. На Рис.2.14 представлены дистанционные зависимости множителя ослабления радиоволн 3-см диапазона, полученных с помощью приемно-передающих антенн, установленных на высотах h1 =12 м и h2 =17 м. Рис.2.14. Дистанционные зависимости множителя ослабления, полученные в районе №4, при 3 см и высотах расположения антенн h1 =12 м и h2 =17 м Как видим, в Г1, Г2, Г3, Г4, Г5 и Г6 (кривая 1) сигналы 3-см диапазона распространялись на большое расстояние с малым ослаблением. Присутствовали волноводы испарения с достаточной высотой и инверсионные слои, влияние которых отразилось на неравномерности зависимости и большом расстоянии, свыше 800 км. 30 Наибольшее количество галсов (Г7, Г9, Г11, Г13, Г15, Г16, Г17, Г18, Г19, Г20, Г21, Г22, Г23, Г25, Г27, Г29, Г30, Г31, Г32, Г33, Г34, Г35, Г36, Г37, Г38 и Г39 (кривая2)) имели среднее ослабление при распространении сигналов 3-см диапазона, что связано с нестабильностью во времени волноводов испарения. Совсем небольшое количество галсов, Г13 и Г14 (кривая 3), при небольшой высоте волноводов испарения имело большое ослабление сигналов по дистанции. На Рис.2.15 показаны дистанционные зависимости множителя ослабления радиоволн 3-см диапазона с использованием наиболее высокорасположенной приемной антенны h1 =22,5 м и передающей антенны на той же высоте, что и предыдущие измерения h2 =12 м. Рис.2.15. Дистанционные зависимости множителя ослабления, полученные в районе №4, при 3 см и высотах расположения антенн h1 =22,5 м и h2 =12 м Дистанционная зависимость Г2, Г3, Г4, Г5 и Г6 (кривая 1) напоминает дистанционную зависимость (кривая 1) Рис.2.14, что говорит о действии одних и тех же механизмов распространения радиоволн. Кривые 2 так же похожи (Г7, Г9, Г11, Г15, Г16, Г17, Г18, Г19, Г20, Г21, Г22, Г23, Г25, Г27, Г28, Г29, Г30, Г31, Г32, Г33, Г34, Г35, Г36, Г37, Г38 и Г39) и соответствуют наличию волноводов с изменяющимися параметрами. Наибольшие отличия имеют дистанционные зависимости с большим ослаблением сигналов (кривая 3): при использовании высокорасположенной антенны ослабления по дистанции несколько меньше. 31 Наиболее интересные усредненные дистанционные зависимости получены в 10см диапазоне радиоволн. На Рис.2.16 (кривая 1) в Г2, Г3, Г4, Г5, Г6, Г17, Г18 и Г20 отмечены очень высокие уровни сигналов для этого диапазона и высот волноводов испарения. При других экспериментах обычно из-за небольших высот волноводов 10см диапазон не был захвачен. Рис.2.16. Дистанционные зависимости множителя ослабления, полученные в районе №4, при 10 см В этом случае параллельно с волноводным механизмом распространения действует и отражение от инверсионных слоев, которые в период проведения экспериментов присутствовали на полигоне. В других же галсах Г1, Г7, Г9, Г11, Г15, Г16, Г19, Г22, Г23, Г25, Г27, Г28, Г29, Г30, Г31, Г32, Г33, Г34, Г35, Г36, Г37, Г38 и Г39 (кривая 2) и галсах Г14, Г21 (кривая 3) с большим ослаблением сигналов инверсионные слои отсутствовали. Таким образом, для 10 см диапазона радиоволн механизм распространения связанный с отражением от инверсионных слоев может быть достаточно эффективным. В нашем случае наблюдаются многократные переотражения от инверсионного слоя и водной поверхности, что на расстоянии 800 км дает уровень поля близкий к таковому в свободном пространстве. На Рис.2.17 представлены дистанционные зависимости дециметрового ( =52 см) диапазона радиоволн, а на Рис.2.18 − метрового ( =2 м). Не будем разделять рассмотрение дистанционного хода множителя распространения радиоволн этих 32 диапазонов, поскольку и в том и в другом случае действие волновода испарения исключено, а высокие уровни сигнала за горизонтом (кривая 1) объясняются наличием инверсионных слоев. Рис.2.17. Дистанционные зависимости множителя ослабления, полученные в районе №4, при 52 см Рис.2.18. Дистанционные зависимости множителя ослабления, полученные в районе №4, при 2 м В других случаях (кривая 2 и кривая 3) наблюдалось ослабление радиоволн близкое к стандартной рефракции и частичному влиянию инверсионных слоев. В момент проведения галсов происходило появление инверсионных слоев не на всем 33 протяжении трассы распространения. Тихий океан (район №5) Район №5 (Рис.2.1-2.2,), представляющий собой прибрежную часть Тихого океана, отличается от районов №1-4 влиянием материка и островов на метеорологические условия распространения радиоволн. Это влияние привело к появлению волноводов с высотами до 33 м, которые наблюдались вблизи островов, а также в Японском море, где сказывается влияние материка. В районе №5 наблюдалась резко выраженная сезонная зависимость – с уходом лета высота приводных волноводов увеличивалась. Для анализа параметров инверсионных слоев использовались данные станции аэрологического зондирования городов Южно-Сахалинск, Поронайск, Южно-Курильск, Уруп и Северо-Курильск. Анализ показывает практически полное отсутствие инверсионных слоев в данном районе в период проведения экспериментов. Градиенты показателя преломления во всех случаях были близки к стандартным. 2.6. Исследование загоризонтного распространения радиоволн поля прямого сигнала в период солнечного затмения Процесс воздействия солнечных корпускулярных потоков (СКП) на нижние слои земной атмосферы, а именно на стратосферу и тропосферу, являлся в течение многих десятилетий весьма дискуссионным [11]. В большом количестве исследований проблема реальности воздействия СКП на атмосферу Земли решается путем попыток сопоставить циклический, например одиннадцатилетний, ход солнечной активности со сравнительно долговременными изменениями различных метеорологических параметров. В предыдущих работах автор [11] пришел к выводу о том, что вторжение СКП в магнитосферу Земли приводит к возникновению (или к усилению) меридиональной циркуляции даже в нижних слоях земной атмосферы. Явление, описывающее циркуляционные процессы Г.Я. Вангенгейма, характеризуется в тропосфере стационарными волнами большой амплитуды, которые и могли привести к созданию турбулентных потоков в тропосфере на больших высотах и увеличению уровня сигналов, наблюдавшихся при солнечной затмении в период эксперимента. 34 Кроме того, известно, что высота тропопаузы зависит от давления: в циклонах она снижается, в антициклонах − приподнимается. Высота тропопаузы является чувствительной функцией циклонической деятельности. Это соответствие оправдывает теорию «Стратосферного управления», согласно которой тропосферные процессы «управляются» стратосферными. В нашем случае источником стратосферных процессов являются процессы корпускулярного происхождения. В период проведения ИРЭ НАН Украины комплексных радиофизических исследований в Индийском океане (февраль 1980 г.) произошло частичное солнечное затмение. На Рис.2.19 показан путь движения лунной тени, которая скользила по земной поверхности с Запада на Восток со скоростью порядка 1 км/с, прочерчивая узкую (диаметр лунной тени 270 км), но длинную (до 15000 км) полосу. Внутренние касательные к Солнцу и Луне ограничивают конус полутени с радиусом около 35000 км, откуда видно чистое солнечное затмение. Если Солнце закрывается не полностью, продолжительность затмения может доходить до 2 ч. (Рис.2.19). Рис.2.19. Путь движения лунной тени в период солнечного затмения 16.02.1980 г. В измерениях участвовало два судна, на одном из которых размещалась передающая аппаратура, а на другом − приемная. Определялся ряд основных параметров распространения радиоволн − множитель ослабления V и его дистанционная зависимость. Сигнал измерялся в четырех диапазонах длин волн: 3 см, 10 см, 50 см и 200 см. Суда расходились до расстояний, на которых происходила потеря сигналов в шумах. Солнечное затмение началось в дневное время, когда суда 35 находились на расстоянии около 600 км друг от друга. В этом эксперименте аномальные условия распространения радиоволн не наблюдались и при имеющемся энергетическом потенциале системы сигналы были близки к уровням шумов, особенно, в сантиметровых диапазонах. С началом солнечного затмения интенсивность сигналов выросла во всех диапазонах частот (Рис.2.20). В метровом и дециметровом диапазонах на 15÷20 дБ, а в сантиметровом − ~5 дБ. Были отмечены изменения характера флуктуаций сигналов: появились более глубокие низкочастотные флуктуации. Рис.2.20. Дистанционные зависимости множителя ослабления V(r). Индийский океан, зима, 1980 г. После окончания солнечного затмения с задержкой в ~30 мин сигналы приняли исходные значения и на расстоянии в 750 км были потеряны в шумах приемных устройств. При загоризонтном распространении радиоволн УКВ диапазона над океанской поверхностью ослабление сигнала зависит от одновременного действия нескольких факторов: регулярной рефракции в тропосфере; поверхности; отражения от приподнятых дифракции вокруг выпуклой инверсных слоев; рассеяния на турбулентностях тропосферы, дальнего тропосферного рассеяния (ДТР) и др. Данные аэрологического зондирования тропосферы, проведенного до начала солнечного затмения, показали отсутствие инверсных слоев и наличия высоких приводных тропосферных волноводов. Таким образом, на расстоянии, равном 600 км до момента солнечного затмения прием сигналов мог осуществляться некогерентным рассеянием на флуктуациях коэффициента преломления. В момент солнечного затмения аэрологическое 36 зондирование тропосферы не производилось. Для объяснения полученных результатов рассмотрим геометрические параметры трассы распространения радиоволн и определим высоту H нижней границы объема рассеяния при нормальной рефракции на расстояниях, равных R=600÷750 км, соответствующих моменту солнечного затмения при расхождении судов. Известные соотношения [12] дают высоты расположения нижней границы объема рассеяния при нормальной рефракции H = 5,3÷7,7 км. На этих высотах механизм рассеяния на неоднородностях тропосферы позволяет передавать сигналы с большим ослаблением: до начала солнечного затмения множитель ослабления во всех диапазонах частот имел величину 75÷78 дБ, что соответствует классическим теориям ДТР [12]. В момент солнечного затмения произошли изменения параметров тропосферы в объеме рассеяния: появились анизотропные неоднородности большей величины и инверсионные слои, что и привело к изменению спектра и увеличению уровня сигнала. Вторым объяснением является изменение рефракции, которое привело к уменьшению высоты расположения нижней границы объема рассеяния и перемещению его в область, где турбулентность тропосферы выше. Не следует также забывать о влиянии тропопаузы, высота которой близка к названным высотам. Последние исследования тропопаузы подтвердили наличие протяженных анизотропных неоднородностей, свойства которых существенно зависят от влияния солнечных лучей. По этим причинам в момент солнечного затмения на высоте тропопаузы образовался инверсионный слой, который был причиной увеличения уровня сигналов на расстояниях 700÷750 км. Достаточно подробно отражения от инверсных слоев на высотах H=0,5 км, 1 км, 1,5 км и 2 км рассмотрены в главе 3. Характер дистанционного и частотного ходов множителя ослабления очень похож на представленные на Рис.2.20. Отличием являются расстояния, на которых наблюдаются максимумы отраженного сигнала. Кроме этого, 50- и 200-см диапазоны эффективно отражались от инверсных слоев, а 3- и 10-см имели несущественные отражения. Можно предположить, что наиболее вероятной причиной увеличения уровня сигналов далеко за пределами радиогоризонта (700÷750 км) в период солнечного затмения были изменения состояния тропопаузы или возникновение инверсных слоев влажности. 37 2.7. База данных дистанционных зависимостей множителя ослабления радиоволн ультракоротковолнового диапазона Результаты проведенных исследований позволили создать базу данных дистанционных зависимостей множителя ослабления. Она представляет собой совокупность массивов экспериментальных данных, оформленных в виде базы данных (БД), и пакета прикладных программ, позволяющих работать с этой базой данных, называемого системой управления базой данных (СУБД). Ниже приведено краткое описание созданной БД, подробные сведения можно найти в [13]. СУБД дает возможность создавать БД и изменять уже существующую БД, вести поиск массивов по определенному набору параметров и обработку этих массивов, обеспечивает вывод результатов обработки на экран дисплея и на принтер. Основная идея при работе с БД заключается в поиске массивов по определенным параметрам. Это достаточно трудоемкая задача, требующая определенных затрат времени на обработку всего набора данных. Для облегчения и ускорения работы создаются вспомогательные, так называемые индексные файлы. Они содержат информацию о дате проведения исследований (например, указание месяца года) в определенном районе Мирового океана, а также о количестве массивов, записанных в течение этого времени. Пакет прикладных программ можно разделить на две части. Первая содержит программы, позволяющие создавать новые и изменять уже существующие массивы. Вторая включает в себя программы выбора массивов в соответствии с выбранными критериями и их последующей обработки и сравнения. Для работы с базой данных используется диалоговый режим и система "меню", обеспечивающие переход к нужному фрагменту прикладной программы. Система является открытой, т.е. может пополняться новыми массивами данных. Ограничением является физическая емкость применяемого внешнего накопителя, подключенного к ПК. На Рис.2.21 представлен режим работы программы, позволяющий производить выбор экспериментальных дистанционных зависимостей множителя ослабления в зависимости от параметров, характеризующих каждый массив данных. К таким параметрам относятся дата (год, месяц), район исследований, номер галса, длина волны излучения, высоты установки антенн. Программа дает возможность выводить 38 несколько дистанционных зависимостей множителя ослабления в одном масштабе в специально созданном окне представления. Получив итоговое графическое изображение массивов, можно сравнивать и анализировать поведение зависимостей с учетом их параметров. Рис.2.21. Режим выбора экспериментальных дистанционных зависимостей множителя ослабления На Рис.2.22 представлен режим работы программы, позволяющий рассчитать дальность определения цели с заданной величиной ЭПР при определенных метеоусловиях. Видно, что при заданных параметрах радиолокационной системы (мощности передатчика, чувствительности приемника, длине волны, коэффициенте усиления антенн) и определенном значении ЭПР цели дальность определения меняется в зависимости от конкретных метеоусловий. Если на экран выведены несколько дистанционных зависимостей, можно выбирать интересующие графики в любом порядке. При удалении графика с экрана одновременно удаляются все точки и параметры, связанные с ним. Расчетные значения 39 дальности и множителя ослабления выводятся на экран и запоминаются в отдельном файле. Рис.2.22. Режим расчета дальности определения цели с заданной величиной ЭПР Для примера в Табл.2.1 приведено сравнение экспериментальных и расчетных значений дальности действия трех РЛС «МРЛ-5», «К2М» и «Дон» при ЭПР цели σ =1500 м2 . Видно достаточно хорошее совпадение расчетных и экспериментальных значений. Программная оболочка позволяет рационально решать задачи управления массивами данных, оперативного доступа к ним, выбора согласно функции запроса и их обработки. Комплект программ прост и удобен в применении. Использование этой системы не требует от пользователя каких-либо знаний программирования или специального опыта в области обработки данных. Примененный тип базы данных использует так называемую плоскую модель (flat model). При использовании в базах данных, хранящих десятки или сотни тысяч записей, 40 плоская модель приводит к лишней трате свободного дискового пространства и вычислительных ресурсов. В таких случаях необходимо переходить к реляционной Таблица 2.1. Экспериментальные и расчетные значения дальности действия Экспериментальное действия, км «МРЛ-5» 54, 54, 50, 52, 46, 52, 53, 48, 50, 50 51, 59, 63, 60, 65 68, 60 50, 59, 60 72 95, 110, 115 115 значение «К2М» 33, 33, 40 36, 50 51, 40, 46, 47 63, 49 57, 54, 59, 70, 46, 42 85, 60, 48 76, 65, 41, 81, 48, 54, 50 84, 65, 40, 37 63, 42, 39, 43, 80 дальности Рассчитанная с использованием БД прогнозируемая дальность действия (σ =1500 м2)), км «Дон» «МРЛ-5» «К2М» «Дон» 32, 32, 31, 32, 50 40 35 32, 36, 34, 34 33, 32, 46, 30, 32 38, 32, 30, 28 36, 36 38, 28, 25 35, 30, 34, 37, 38, 36 39, 30, 32, 40, 42, 50 50, 48, 55 50, 57 55, 60, 65 50 40 35 50 60 83 87 40 40 40 50 35 35 35 35 96 60 41 100 66 52 118 123 69 70 54 56 модели базы данных, которая представляет собой соединение нескольких плоских баз данных и позволяет не только искать определенные записи, но и создавать отношение между наборами записей, что существенно повышает эффективность хранения информации. При увеличении объема хранимой информации предполагается возможность перехода к реляционному типу базы данных. Литература 1. 2. 3. 4. 5. Frechafer J.E. Tropospheric refraction. In: Propagation of Short Radio Waves, D.E. Kerr, Ed. New York: Mc Graw – Hill, 1951, P.9-22. Mario de Arcogelis “Electronic Warfare: From the Battle of Tsushima to the Falklands and Lebanon Conflicts”. Bland Ford Press Ltd, 1985, −320 p. Kerr D.E. Transmission along the California coast. In: Propagation of Short Radio Waves, D.E.Kerr, Ed. New York: Mc Graw – Hill, 1951, P.328-335. Report of Factual Data From the Canterbury Project, v.1, 11, and 111. Wellington, New Lealand: Dep. Sci. Indastrial Res., 1951. Брауде С.Я., Островский И.Е., Иванченко А.М., Шамфаров Я.Л., Санин Ф.С. К вопросу о распространении ультракоротких волн над морем. – М.; Сов.радио, 1949. – 104с. 41 6. 7. 8. 9. 10. 11. 12. 13. Брауде С.Я., Герман В.Л., Островский И.Е., Безуглый И.М., Амосов И.В., Блиох П.В., Санин Ф.С., Цукерник В.М., Шамфаров Я.Л. Распространение электромагнитных колебаний сантиметрового диапазона над морем при наличии «атмосферного волновода» в условиях повышенной рефракции. – М.: Сов. радио, 1951, – 153с. Шульга В.Ф., Рязанцев В.Ю., Кивва Ф.В., Дорфман Н.А. Экспериментальные данные о распространении сантиметровых радиоволн за горизонтом над поверхностью океана. Труды ИРЭ АН УССР, том.Х., Харьков, 1962, С.15-31. Мыценко И.М. Исследование распространения радиоволн сантиметрового диапазона при наличии волновода испарения. − Радиофизика и электроника. Сб. научн. Тр. ИРЭ НАН Украины, 2008, т.13, № 2, – С.173-177. Мыценко И.М., Морозов В.Е., Панкратов Л.С., Снурников А.Н. Экспериментальные исследования радиолокационной наблюдаемости над морской поверхностью. − Тезисы докладов Международной научно-технической конференции «Современная радиолокация», Киев, 1994. – С.90-91. Радиофизические исследования Мирового океана. − Сб. научн. Тр. АН Украины. Институт радиофизики и электроники. – Харьков 1992. – 220c. Мустель Э.Р. О реальности воздействия солнечных корпускулярных потоков на нижние слои земной атмосферы. Научная сессия исследовательской группы по солнечной активности и нижней атмосфере. − Ленинград 1970. − 65с. «Дальнее тропосферное распространение ультракоротких радиоволн». Под редакцией Введенского Б.А и др. – М., Сов.радио, 1965. − 415c. Дзюба В.П., Ерёмка В.Д., Зыков А.Ф., Милиневский Л.П., Мыценко И.М., Прокопенко О.И., Роенко А.Н., Роскошный Д.В. Физические основы и радиоэлектронные средства контроля надводной обстановки и судоходства. − Москва-Киев-Минск-Севастополь: Вебер, 2012. − 196с. 42 ГЛАВА 3 ВЛИЯНИЕ РЕАЛЬНОЙ ДИАГРАММЫ НАПРАВЛЕННОСТИ АНТЕНН НА УСЛОВИЯ ЗАГОРИЗОНТНОГО РАСПРОСТРАНЕНИЯ РАДИОВОЛН 3.1. Введение В данной главе приведена оценка влияния отражений от поверхности раздела в зоне прямой видимости на условия дальнего тропосферного распространения за счет рассеяния на турбулентностях тропосферы и отражения от инверсионных слоев. Проведено сопоставление с экспериментальными данными. Одним из отличий распространения радиоволн над морской поверхностью и сушей являются свойства подстилающей поверхности. Для волн рассматриваемых диапазонов морская поверхность однородна и близка к идеальному проводнику, что приводит к необходимости учета модуляции диаграмм направленности антенных систем отражениями от поверхности (реальные формы диаграмм направленности антенн приобретают лепестковую структуру в вертикальной плоскости). Антенные системы на судах обычно установлены на небольшой высоте, что приводит к существенной величине угла места максимума первого лепестка реальной диаграммы направленности. Особенно это сказывается в метровом и дециметровом диапазонах радиоволн. Влияние этого угла сказывается как при дальнем тропосферном рассеянии, так и при отражении от инверсионных слоев. В первом случае происходит увеличение угла рассеяния и перемещение объекта рассеяния на большую высоту, где турбулентность меньше, а во втором − уменьшение коэффициента отражения. При отражении от инверсионных слоев дистанционная зависимость V (r ) имеет неравномерность как в зоне интерференции, так и за горизонтом. Это приводит к возникновению «зон видимости» морских загоризонтных РЛС и зон, где обнаружение надводных объектов за горизонтом становится невозможным. Для определения положения этих зон необходимо разработать модели загоризонтного распространения радиоволн, которые бы учитывали реальную диаграмму направленности антенных систем при известной высоте инверсионного слоя. Это дает возможность выбрать высоту расположения антенной системы и получить максимальное значение отраженного сигнала на заданном расстоянии за пределами горизонта. 43 3.2. Реальная (инструментальная) форма диаграммы направленности антенн Как известно [1], если диаграмма направленности антенны в вертикальной плоскости для свободного пространства так широка, что наряду с прямой волной возникает волна, отраженная от земной поверхности, то напряженность поля у цели является результатом суммирования этих двух волн с учетом их фаз и амплитуд (Рис.3.1). Рис.3.1. Геометрия задачи при учете отражений от поверхности Рассмотрим случай решения интерференционной задачи радиолокации, когда точка отражения от поверхности отраженной волны находится настолько близко к радиолокационной станции, что поверхность можно рассматривать как плоский отражатель (случай «плоской земной поверхности»). Интерференция прямой и отраженной волн особенно характерна для морских трасс. Это связано с тем, что морская поверхность является достаточно хорошим зеркальным отражателем: волнение не разрушает полностью зеркальное отражение, а только уменьшает его. Земная поверхность только в редких случаях может служить зеркальным отражателем. Общее выражение для множителя влияния Земли F f ( ) Df ()e j , 44 (3.1) где − разность фаз прямой и отраженной волн, − угол места, − угол скольжения к поверхности, − коэффициент отражения, f − диаграмма направленности антенны в вертикальной и горизонтальной плоскостях для свободного пространства (в случае плоской земли D =1), D − коэффициент расхождения. Для простоты примем, что углу диаграммы =0° соответствует горизонтальное направление. Если расстояние r , на котором находится цель, намного больше высоты установки антенны h и углы и можно считать равными, то формула (3.1) упрощается: 2r F » f ( ) 1 2 2 cos j , (3.2) где − фазовый угол коэффициента отражения волны, r − разность хода прямой и отраженной волн. Анализируя зависимости (3.1; 3.2), приходим к важному выводу: при расстояниях, когда r и угол скольжения к поверхности близки к нулю, отраженная волна почти полностью нейтрализует прямую волну. В этом случае множитель влияния Земли F =0. Для сферической Земли этот результат будет несколько отличаться из-за влияния коэффициента расхождения D . Эффект нейтрализации приводит к трудностям обнаружения маловысотных целей. Однако, при r 2 и =1 множитель влияния Земли может удваивать напряженность поля по сравнению со значением для свободного пространства и увеличивать дальность радиолокационного обнаружения. Зависимость множителя F (3.2) от угла места имеет лепестковую структуру с чередованием максимумов и минимумов, как для горизонтальной, так и для вертикальной поляризации. Влияние на эту зависимость оказывает также диаграмма направленности антенны в свободном пространстве f ( ) , которая в реальных условиях модулируется отражениями от поверхности и должна быть заменена реальной инструментальной формой диаграммы направленности. В тех случаях, когда цель (в нашем случае среда распространения радиоволн), находится на расстоянии, соизмеримом с высотой расположения антенной системы, 45 выражением (3.2) воспользоваться нельзя из-за различия углов места и угла скольжения . Множитель F становится функцией высоты и дальности расположения цели. Вернемся к Рис.3.1 и рассмотрим этот случай. Из АДС и АДС определим разность хода r : r 1 r r 1 r cos cos cos cos . (3.3) Найдем зависимость угла скольжения от угла места : tg 2h tg . r (3.4) Выражение для r с учетом (3.3) и (3.4) имеет вид: 1 1 r r cos arctg 2h tg cos r . (3.5) Подставив соответствующие величины в формулу (3.3) из (3.4) и (3.5) окончательно получим выражение для множителя влияния Земли F , учитывающее различие углов и : F ( , h, r ) 2h f 2 ( ) f 2 arctg tg r 2 r 1 2h 2 Df ( ) f arctg tg cos 1 r 2h r cos arctg tg r cos 46 . (3.6) Выражение (3.6) является строгим для плоской Земли и учитывает направленные свойства антенны в свободном пространстве. Из-за малости r не учитывается уменьшение поля отраженной волны. Исследуем свойства множителя влияния Земли в вертикальной плоскости при r const . Выражения для разности хода лучей (3.3) и угла скольжения (3.4) преобразуем к виду, при котором изменение угла места в пределах от 0° до 90° позволяют вычислить r и не приводят к изменению расстояния. Для этого обратимся к Рис.3.2. Подставив r r cos в (3.3) и (3.4), получим систему уравнений: 1 1 r r cos cos cos 2h tg tg r cos (3.7) и (3.8) Рис.3.2. Геометрия задачи Обозначив разность фаз прямого и отраженного луча через k r , где k 2 и подставив это значение в выражение (3.7): 47 1 1 kr cos cos cos 2h tg tg 2 cos , (3.9) и (3.10) решим эту систему уравнений относительно и определим значения угла места, при которых будут наблюдаться максимальные и минимальные значения множителя ослабления. Для этого преобразуем выражение (3.9) к виду: cos 1 . kr cos Выразим cos и sin : cos cos cos 2 ; sin 1 . 2 1 1 kr kr (3.11) Выражение (3.10) представим в виде: sin 2h sin . cos r cos cos (3.12) Подставим выражение (3.9) в (3.10): 1 cos 2 1 kr 1 2h sin kr . cos r cos cos 2 Упростив выражение (3.13) и выразив sin , получим: 48 (3.13). sin Максимальные поляризации будут значения наблюдаться 2 h . 2 4k hr 2kh r множителя при (3.14) ослабления ,3 ,5 , для а горизонтальной минимальные при 0, 2 , 4 , 6 . Для вертикальной поляризации при малых углах скольжения наоборот. Используя выражения (3.6) и (3.14) произведем расчет реальной формы диаграммы направленности антенны для нашего случая ( h =20 м, r =10 км). Результаты расчета реальной формы диаграммы направленности антенны (3.6) для трех и десятисантиметрового диапазонов (РЛС «МРЛ-5») представлены на Рис.3.3 и Рис.3.4. Диаграмма направленности антенны в свободном пространстве аппроксимирована функцией Гаусса f ( ) e (1,2 )2 0 f ( ) fs , , где 0 − ширина диаграммы направленности антенны в свободном пространстве на уровне 0,7 (для «МРЛ-5» 0 0,5°). Так как расчеты производились при r const (10 км), то представленные зависимости являются и зависимостями множителя влияния земли от высоты цели. Рис.3.3. Расчетная реальная форма диаграммы направленности антенны =3 см, h =20 м, r =10000 м, 0,7 =0,5°, поляризация горизонтальная Как видно из Рис.3.3, наиболее низкорасположенные лепестки (1, 2, 3) реальной 49 формы диаграммы направленности антенны на расстоянии r 10 км и высоте расположения антенны h =20 м наблюдаются под отрицательными углами места. Рис.3.4. Расчетная реальная форма диаграммы направленности антенны =10 см, h =20 м, r =10000 м, 0,7 =1,5°, поляризация горизонтальная На Рис.3.5 представлены результаты расчетов реальной формы диаграммы направленности антенны для волн метрового ( 1 ) и дециметрового ( 2 ) диапазонов. Рис.3.5. Расчетная реальная форма диаграммы направленности антенн 1 =2 см, 2 =0,5 см, h =20 м, r =10000 м, 0,7 =20°, поляризация горизонтальная 50 3.3. Влияние отражений от морской поверхности в зоне прямой видимости на дальнее тропосферное рассеяние радиоволн (ДТР) Влияние отражений от поверхности особенно сказывается на морских трассах метрового и длинноволновой части дециметрового диапазонов, где из-за свойств морской поверхности лепестковая структура реальных диаграмм направленности антенн ярко выражена, а антенные системы расположены на небольшой высоте. Ниже приведена оценка возможности загоризонтного обнаружения надводных объектов с учетом влияния отражения от поверхности раздела в зоне прямой видимости на условия ДТР за счет рассеяния на турбулентностях тропосферы [2, 3, 4]. Известно, что отношение рассеянной мощности P приемника к мощности в свободном пространстве определяется выражением [5]: V P r 2 ( P ) dV1 , P0 4 V1 r12 r22 (3.15) Для оценки влияния отражений от поверхности раздела упростим выражение (3.15). Положим r1 r2 r и будем считать величину ( P ) постоянной в пределах 2 общего объема V 4 ( P )V1 , r2 (3.16) где r - расстояние между приемником и передатчиком, r1 - расстояние от элемента рассеяния до приемника, r2 - расстояние от элемента рассеяния до передатчика, ( P ) удельная эффективная площадь рассеяния, P - угол рассеяния, V1 - общий объем рассеяния. Как видно из (3.15), (3.16), для аналитического определения множителя ослабления необходимо знать: 1) удельную эффективную площадь рассеяния ( P ) , 2) общий объем тропосферы V1 , участвующий в создании рассеянного излучения. 51 Отражения от морской поверхности в зоне прямой видимости приводят к изменению этих параметров. Это связано с наличием угла места максимума первого лепестка реальной формы диаграммы направленности антенн, который приводит к изменению удельной эффективной площади рассеяния ( P ) и общего объема рассеяния V1 . Угол рассеяния растет на величину суммарного угла 4h1 4h2 2h , (3.17) где h1 и h2 − высоты установки антенных систем приемника и передатчика. Для простоты принято, что h1 h2 h . Угол рассеяния с учетом отражений от морской поверхности будет равен З P r rЭ 2h (3.18) Определим удельную эффективную площадь рассеяния и общий объем рассеяния с учетом (3.18). Изменение удельной эффективной площади рассеяния связано с изменением угла рассеяния P . Второй причиной является перемещение нижней границы общего объема рассеяния на большую высоту, где турбулентность меньше. Для оценки изменения удельной эффективной площади рассеяния воспользуемся одной из наиболее хорошо разработанных теорий, дающих определение удельной эффективной площади рассеяния – теорией Вилларса-Вейскопфа [5]. В этой теории предполагается, что несмотря на турбулентное перемешивание, в тропосфере имеется средний градиент, характеризующий изменение диэлектрической проницаемости по вертикали. В теории Вилларса-Вейскопфа фигурирует величина dn dh 2 − квадрат скорости изменения показателя преломления, усредненный по объему рассеяния, а само выражение имеет вид 52 dn 5 P dh 2sin 2 4 2 2 (3.19) Подставив в (3.19) новое значение угла рассеяния (3.18), получим: dn 5 r dh 2sin 2rЭ 4h 4 2 2 (3.20) Выражение (3.20) учитывает изменение эффективной площади рассеяния за счет непосредственного увеличения угла рассеяния. Увеличение угла рассеяния, как было сказано выше, приводит к перемещению нижней границы общего объема V1 в более высокую область, где турбулентность меньше. Для учета этого перемещения 2 необходимо в формуле (3.20) учесть зависимость dn dh от высоты. h0 будет зависеть от расстояния, причем с увеличением расстояния h0 растет. h0' r r r2 . tg 2 2rЭ 4h 8rЭ С учетом r r и замены tg аргументом, получим: r r h0' 8 rЭ h 2 (3.21) Закон изменения dn dh с высотой по аналогии с работой [6] будет иметь вид: 53 2 dn 1010,8 1011 2 h0'2 r2 r dh 64 rЭ h (3.22) В результате получим выражение для удельной эффективной площади рассеяния: 256 2 1011 5 r r r rЭ 2h rЭ h (3.23) 2 2 Общий объем тропосферы (призма Гордона) с учетом выражений (3.19), (3.22): 3 r r 3 r h 8 h0 V1 Э 3 sin 3 r 96 2 rЭ 2h 3 (3.24) Подставив (3.23), (3.24) в выражение (3.16) и учитывая с помощью коэффициентов F1 и F2 влияние подстилающих поверхностей на передающем и приемном концах трассы, получим приближенное значение множителя ослабления: 3 V 130 1011 3 r r rЭ h F F . 6 1 2 r rЭ 2h (3.25) На Рис.3.6 представлены дистанционные зависимости множителя ослабления V (r ) , определенные с помощью выражения (3.25). Зависимости V (r ) рассчитаны для дециметрового диапазона 0,5 м и высот расположения антенн h 10 (─), 20 (•••) и 30 (---) м соответственно и метрового диапазонов 2 м, h 10 ( ), 20 (• •) и 54 30 (- -) м. Принято, что в направлении максимумов первых лепестков реальной формы диаграммы направленности антенн на приемном и передающем концах F1 F2 6 дБ. Рис.3.6. Расчетные дистанционные зависимости множителя ослабления V (r ) На Рис.3.7 представлены экспериментальные дистанционные зависимости множителя ослабления V (r ) , полученные при нормальной рефракции и отсутствии инверсионных слоев. Высота расположения антенных систем h1 =22 м, h2 =16 м. Рис.3.7. Экспериментальные дистанционные зависимости V (r ) для 0,5 м (─) и 2 м (•-•) (район № 4) Как видно из рисунков, влияние отражений от поверхности океана при ДТР за счет рассеяния на неоднородностях тропосферы приводит к тому, что ослабления более высокочастотного диапазона ( 0,5 м) меньше, чем метрового ( 2 м), как при 55 эксперименте, так и при теоретической оценке. Однако с увеличением высоты расположения антенных систем эта разница уменьшается. Кроме того, увеличение высоты расположения антенных систем от 10 до 20 м приводит к существенному изменению уровня поля за горизонтом, а дальнейшее увеличение высоты расположения антенных систем теряет смысл. Таким образом, можно сделать важный для практического применения судовых радиотехнических систем вывод: оптимальная высота расположения антенных систем лежит в пределах 20-30 м, что осуществимо в судовых условиях. 3.4. Особенности дистанционного хода множителя ослабления радиоволн метрового и дециметрового диапазонов при наличии инверсионных слоев Причиной возникновения слоев являются различные метеоситуации, например, адвекция, оседание и радиация. Среди адвективных факторов можно отметить случаи переноса сухого теплого воздуха с пустынь на море в летний период (центр Атлантики). При сочетании температурной инверсии с большим градиентом влажности возникают сверхкритические градиенты. Иногда, даже при изотермии и подавлении турбулентного обмена, возникают большие градиенты влажности. Другой случай — бризы, у которых верхняя граница, где происходит встреча с воздухом суши, является волноводным слоем. Кроме этого, вблизи арктических районов холодный сухой воздух встречается с более теплым и влажным океанским, и сильное испарение дает резкие градиенты влажности. То же самое происходит на холодном фронте, когда сухой холодный воздух приходит на сушу и происходит выпадение осадков и увлажнение. Инверсии оседания связаны с антициклонами, а волноводы могут образоваться на довольно больших высотах. Для морских трасс обычно имеют значения только инверсии ниже 2000 м. Инверсии выше 5000 м можно игнорировать. Наконец, при ясном небе бывают радиационные инверсии. Здесь важны лишь градиенты температуры. Внутри тумана идет перемешивание, которое уменьшает градиенты и ослабляет возможность волноводного распространения. Однако, если туман имеет четкую верхнюю границу, градиент влажности может быть велик и возникает волновод. Наличие инверсионных слоев создает возможность загоризонтного обнаружения надводных объектов в дециметровом и метровом диапазонах радиоволн. В этом случае 56 действует один из механизмов дальнего тропосферного распространения радиоволн − отражение от инверсионных слоев. При этом дистанционные зависимости множителя ослабления радиоволн V (r ) имеют неравномерность как в зоне прямой видимости, так и за горизонтом. Это приводит к возникновению «зон видимости» морских загоризонтных РЛС и зон, где обнаружение надводных объектов за горизонтом становится невозможным. Рассмотрим влияние геометрии трассы распространения на ход дистанционных зависимостей множителя ослабления радиоволн на наиболее простом и важном для радиолокации случае, предполагающем наличие у тропосферы скачка диэлектрической проницаемости [7]. Несмотря на схематичность такой модели, рассмотрение этого случая позволяет установить влияние геометрии трассы на дистанционный ход множителя ослабления радиоволн при наличии мощных и протяженных инверсионных слоев. Геометрические параметры трассы представлены на Рис.3.8, где H − высота расположения нижней границы инверсионного слоя, r − расстояние между корреспондирующими пунктами; rэ − эквивалентный радиус Земли, р − угол рассеяния; c − угол скольжения; − угол места точки отражения. Рис.3.8. Геометрические параметры трассы ДТР Определим угол скольжения c , считая что излучение и прием происходит в точках А и В. Из ∆СОД и ∆АОД 57 p rэ arc tg ctg p 2 sin rэ H 2 (3.26) p rэ r c arc tg ctg . 2 2rэ 2 p sin rэ H 2 p (3.27) Зависимость с от расстояния при различных высотах расположения нижней границы слоя Н представлены на Рис.3.9 и Рис.3.10. Предел прямой видимости для точки С определяется выражением (3.26) при 0 rпр 2rэ arccos rэ . rэ H (3.28) Выражение 3.28 позволяет определить угол скольжения к слою в пределах прямой видимости точки отражения. Для нормальной рефракции зависимость расстояния прямой видимости rпр rэ =8,5·106 м от высоты нижней границы инверсионного слоя H представлены в Табл.3.1 Таблица 3.1. Высоты нижней границы инверсионного слоя расстояния прямой видимости rпр H в зависимости H ,м 500 1000 2000 rпр , км 184,4 260,8 368,8 Предел прямой видимости определяет расстояние, на котором должен находиться максимум отраженного сигнала. Расстояния, на котором будут наблюдаться отражения от слоя с высотой H и углом места (не равном нулю) точки переотражения C , можно определить, решив уравнение (3.26) относительно r : 58 rэ2 rэ r 2rэ arcsin cos 1 cos 2 sin 2 rэ H rэ H Зная угол места максимумов лепестков реальной (3.29) формы диаграммы направленности антенны РЛС (Рис.3.5) и заменив α на их значение в выражении (3.29), можно определить расстояния, на которых наблюдается ослабление сигнала на дистанционной зависимости множителя ослабления радиоволн. Перейдем к определению множителя ослабления радиоволн и его дистанционных зависимостей. Как известно [7] теоретическое определение поля, отраженного за горизонт диэлектрическими неоднородностями тропосферы конечных размеров, осуществляется с помощью уравнений Максвелла в интегральной форме. Величина отраженного поля от слоя, горизонтальные размеры которого много меньше 1-й зоны Френеля, будет прямо пропорциональна квадрату длины волны. Если горизонтальные размеры поля много больше 1-й зоны Френеля и он находится в зоне прямой видимости передающей и приемной антенн, ширина диаграммы направленности которых в вертикальной плоскости ≥1°, величина отраженного поля может быть описана следующим выражением En E0 , 4sin 2 0 (3.30) где E0 − поле у приемной антенны при распространении радиоволн в свободном пространстве. Формула (3.30) характеризует френелевский коэффициент отражения от бесконечно протяженного слоя со скачком диэлектрической проницаемости . При этом считаем, что влияние его на поле у прямой антенны одинаково для метрового и дециметрового диапазонов. Выражение для дистанционной зависимости множителя ослабления радиоволн V (r ) получим, заменив в выражении (3.30) sin его аргументом и подставив значение 59 угла скольжения с из (3.27). В логарифмических единицах V r 20 lg En const 40 lg c r E0 r re r const 40 lg arc tg ctg 2re 2re sin r r H e 2re (3.31) где const 20 lg На Рис.3.9 представлены . 4 зависимости V (r ) (3.32) при различных высотах расположения нижней границы слоя H . Для определения непосредственно множителя ослабления V (r ) необходимо знать конкретное значение и определить const. Предел прямой видимости для точки пересечения нормалей на нижней границе слоя определяет минимальное значение угла скольжения, которому должен соответствовать максимум отраженного сигнала с соответствующим множителем ослабления. Проведем расчет расстояний положения максимумов отраженного сигнала от инверсионных слоев с различными высотами H (500 м; 1000 м и 2000 м) и сопоставим с полученными при эксперименте. Эксперименты проводились в Аравийском море зимой 1980 г., где в этот период наблюдались мощные и протяженные инверсионные слои (протяженностью более 1000 км). На Рис.3.12÷Рис.3.15 представлены высотные зависимости N ( H ) и соответствующие им дистанционные зависимости множителя ослабления V (r ) для метрового ( =2 м, пунктирная линия) и дециметрового ( =0,5 м, сплошная линия) диапазонов радиоволн полученных при радиофизических исследованиях поля прямого сигнала. Результаты расчета (3.28) при нормальной рефракции rэ =8,5·106 м и экспериментальной приведены в Табл.3.2. Как видно из Табл.3.2, расстояния, на которых наблюдаются наиболее близкие максимумы отраженного от инверсионного слоя сигнала (Рис.3.12,б÷3.15,б), отличаются от rрасч : экспериментальные расстояния существенно меньше. Кроме этого, существует частотная зависимость: максимум более длинноволнового диапазона 60 располагается во всех случаях ближе, а ослабление сигналов больше. а) б) Рис.3.12. Высотные зависимости N ( H ) и соответствующие им дистанционные зависимости множителя ослабления V (r ) а) б) Рис.3.13. Высотные зависимости N ( H ) и соответствующие им дистанционные зависимости множителя ослабления V (r ) Различные положения максимумов отраженного сигнала при эксперименте и расчете можно объяснить тем, что они проведены без учета влияния реальной формы диаграммы направленности антенн как на приемном, так и на передающем конце трассы распространения (см. Рис.3.5). Для их учета в выражения для дистанционной зависимости множителя ослабления (3.33) необходимо ввести множитель влияния земли F (3.2). Точка отражения С находится на расстоянии много большем высоты установки антенной системы h и F можно рассматривать как функцию только угла 61 места . а) б) Рис.3.14. Высотные зависимости N ( H ) и соответствующие им дистанционные зависимости множителя ослабления V (r ) а) б) Рис.3.15. Высотные зависимости N ( H ) и соответствующие им дистанционные зависимости множителя ослабления V (r ) Тогда для горизонтальной поляризации и малых углов при вертикальной поляризации выражение (3.2) принимает вид: (считаем S 1 − гладкая морская поверхность, малый угол скольжения) F 2 f ( ) sin 62 2 h sin . (3.33) Таблица 3.2. Расчетные и экспериментальные значения параметров при отражении от инверсионных слоев № п/п 1. Наименование параметра Высота нижней границы инверсионного слоя H , м 500 1000 2000 * 2. Расстояние положения первого максимума при эксперименте ( =0,5 м), км 110 120* 170 230 3. Расстояние положения первого максимума при эксперименте ( =2 м), км 115* 100* 135 200 4. Расчетное значение положения первого максимума без учета F , км 184,5 260,8 368,8 5. Минимальная величина множителя ослабления при эксперименте ( =0,5 м), дБ -2* -38* -20 -35 6. Минимальная величина множителя ослабления при эксперименте ( =2 м), дБ -30* -45* -42 -32 7. Расчетное значение расстояния положения первого максимума с учетом F , км ( =0,5 м) 110 170 235 8. Расчетное значение расстояния положения первого максимума с учетом F , км ( =2 м) 70 100 180 9. Расчетное значение расстояния положения первого максимума для РЛС F , км ( =0,5 м) h =10 м h =20 м h =30 м 95 100 165 150 175 200 230 270 320 Расчетное значение расстояния положения первого максимума для РЛС F , км ( =2 м) h =10 м 10. h =20 м h =30 м 70 80 100 95 110 150 180 200 245 Кроме этого, антенны метрового и дециметрового диапазонов не обладают узкой диаграммой (Рис.3.5) направленности и можно считать f ( ) 1 . Тогда выражение (3.33) принимает вид V (дБ) const 40 lg 0 (r ) 20 lg F1 ( ) 20 lg F2 ( ) , (3.34) где F1 и F2 — множитель влияния земли со стороны передающей и приемной антенн. Таким образом, при увеличении расстояния r между корреспондирующими пунктами (судами) будет изменяться угол от своего минимального значения ( 0 ) 63 и до максимального, соответствующего минимальному расстоянию. Направление на точку переотражения C (Рис.3.8) в угломестной плоскости будет пересекать реальную форму диаграммы направленности антенн приемника и передатчика, установленных на высотах h1 и h2 . Дистанционные зависимости V (r ) , определенные с помощью выражения (3.34) и реальными значениями высот расположения антенных систем h1 и h2 представлены на Рис.316÷Рис.3.21 ( H =500 м, 1000 м, 2000 м). Рис.3.16. Расчетная и экспериментальная зависимости V (r ) ( H 500 м , 0,5 м , h1 17 м , h2 15 м ) Расчетные значения положения первого максимума определим с учетом F представлены в Табл.3.2. Как видно из Табл.3.2 и Рис.3.16÷Рис.3.21, эти значения для дециметрового диапазона ( =0,5 м) практически совпадают с экспериментальными. Для метрового диапазона расчетные значения положения первого максимума несколько меньше экспериментальных и относительная разница с увеличением высоты инверсионного слоя уменьшается. Это, по-видимому, связано с тем, что высоты расположения антенных систем дециметрового диапазона ( h1 =15 м, h2 =17 м) отличаются незначительно, а метрового − существенно ( h1 =15 м, h2 =22 м). Другой причиной может быть неодинаковое взаимодействие электромагнитных волн с инверсионным слоем. 64 Рис.3.17. Расчетная и экспериментальная зависимости V (r ) ( H 500 м , 2 м , h1 15 м , h2 22 м ) Рис.3.18. Расчетная и экспериментальная зависимости V (r ) ( H 1000 м , 0,5 м , h1 17 м , h2 15 м ) Как видно из Рис.3.16÷Рис.3.21 множитель ослабления V (r ) радиоволн уменьшается до −45÷60 дБ на расстояниях 50÷60 км, а затем при увеличении расстояния начинают проявляться отраженные от инверсионного слоя сигналы, что и приводит к появлению максимумов и минимумов. 65 Рис.3.19. Расчетная и экспериментальная зависимости V (r ) ( H 1000 м , 2 м , h1 15 м , h2 22 м ) Рис.3.20. Расчетная и экспериментальная зависимости V (r ) ( H 2000 м , 0,5 м , h1 9 м , h2 17 м ) Наиболее близкие максимумы обязаны первым лепесткам реальной формы диаграммы направленности антенн на приемном и передающем конце трассы распространения. Максимумы от второго лепестка ослаблены ~20 дБ и проявляются слабо. На расстояниях, превышающих размер зоны прямой видимости точки отражения, часто наблюдается еще ряд максимумов, которые обязаны сигналам, 66 претерпевшим двух и даже трех кратное отражение от инверсионного слоя и морской поверхности. Рис.3.21. Расчетная и экспериментальная зависимости V (r ) ( H 2000 м , 2 м , h1 15 м , h2 22 м ) Как видно из Табл.3.2 и рисунков, получено хорошее совпадение экспериментальных и расчетных значений, которые приведены при const=0 и относительных единицах множителя ослабления V . Определение абсолютных значений V возможно, если знать и вычислить const. Для РЛС, где h1 h2 , F1 F2 , с учетом двойного ослабления сигнала от РЛС до цели и обратно, выражение (3.34) принимает вид: 2 h V (дБ) const2 80 lg c (r ) 40 lg sin (r ) . (3.35) Дистанционные зависимости V 2 (r ) для РЛС (const=0), рассчитанные с помощью выражения (3.35) для различных высот расположения нижней границы H инверсионного слоя ( H =500, 1000, 2000 м) и расположения антенной системы РЛС ( h =10, 20, 30 м) приведены на Рис.3.22÷Рис.3.27, а расстояния положения первых максимумов приведены в Табл.3.2. 67 Рис.3.22. Дистанционные зависимости V (r ) , рассчитанные с помощью выражения (3.35) ( H 500 м , 0,5 м , h1 10 м , h2 20 м , h3 30 м ) Рис.3.23. Дистанционные зависимости V (r ) , рассчитанные с помощью выражения (3.35) ( H 500 м , 2 м , h1 10 м , h2 20 м , h3 30 м ) 68 Рис.3.24. Дистанционные зависимости V (r ) , рассчитанные с помощью выражения (3.35) ( H 1000 м , 0,5 м , h1 10 м , h2 20 м , h3 30 м ) Рис.3.25. Дистанционные зависимости V (r ) , рассчитанные с помощью выражения (3.35) ( H 1000 м , 2 м , h1 10 м , h2 20 м , h3 30 м ) 69 Рис.3.26. Дистанционные зависимости V (r ) , рассчитанные с помощью выражения (3.35) ( H 2000 м , 0,5 м , h1 10 м , h2 20 м , h3 30 м ) Рис.3.27. Дистанционные зависимости V (r ) , рассчитанные с помощью выражения (3.35) ( H 2000 м , 2 м , h1 10 м , h2 20 м , h3 30 м ) 70 3.5. Выводы. В результате можно сделать следующие выводы. При отражении от инверсионных слоев радиоволн метрового и дециметрового диапазонов, а этот механизм распространения радиоволн наиболее важен для осуществления загоризонтной локации на расстояниях 100÷600 км, происходит влияние реальной формы диаграммы направленности антенны на дистанционный ход множителя ослабления радиоволн за горизонтом, т. е. появляется ряд максимумов и минимумов, положение которых зависит от высоты расположения антенных систем, инверсионного слоя, рефракции и частотного диапазона. Положение максимумов и минимумов определяет зоны «видимости» РЛС. За горизонтом при изменении расстояния от цели до РЛС и наличия инверсионного слоя с высотой нижней границы H цель будет попадать в максимумы и минимумы отраженного от слоя сигнала. По этой причине образовываются зоны «видимости» РЛС, размер которых зависит от потенциала РЛС, длины волны измеряемого сигнала , высоты расположения антенной системы h , и нижней границы инверсионного слоя H , а также от параметров самого инверсионного слоя ( ) и ЭПР цели. Литература 1. 2. 3. 4. 5. 6. 7. «Распространение ультракоротких радиоволн». Пер. с англ. Под редакцией Шиллерова Б.А.. М., Сов. радио, 1954. – 710c. Mytsenko I.M., Homenko S.I. Distance Dependence of the Damping Factor for Metric and Decimeter Waves in an Inversion Layer Condition. − Telecommunications and Radio Engineering, 2003. – v.59, No.7-9. – P.95-100. Mytsenko I.M., Homenko S.I. Peculiarities of UHF-and VHF-band over-the Horizon Location of above-Water Objects in the Presence of Inversion Layers. − Telecommunications and Radio Engineering. 2002. –V.57. No5. − P.84-90. Мыценко И.М., Зацеркляная А.В., Халамейда Д.Д. Влияние отражений от морской поверхности на дальнее тропосферное рассеяние. − Радиофизика и электроника. 2003. –Т.8.№ 3. – С.354-356. Вилларс Ф., Вейскопф В. Рассеяние радиоволн в турбулентной атмосфере. Вопросы дальней связи на УКВ сб. статей (пер.с англ.) – М., Сов.радио, 1957. – C.9-34. Просин А.В. К расчету мощности рассеяния при дальнем тропосферном распространении ультракоротких волн. – Электросвязь, 1958, №8. – C.13-21. «Дальнее тропосферное распространение ультракоротких радиоволн». Под редакцией Введенского Б.А и др. – М., Сов.радио, 1965. − 415c. 71 ГЛАВА 4 РЕФРАКТОМЕТРИЧЕСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ УСЛОВИЙ РАСПРОСТРАНЕНИЯ РАДИОВОЛН НАД ЧЕРНЫМ МОРЕМ 4.1. Введение Свойства среды распространения радиоволн определяются коэффициентом преломления n , который связан с диэлектрической проницаемостью атмосферы простым соотношением n и все существующие теории принимают коэффициент преломления за основной параметр, определяющий распространение УКВ в тропосфере. Вследствие естественных причин неоднородность коэффициента преломления, так же как и других метеопараметров атмосферы (температуры Т, давления Р и влажности е), с которыми он функционально связан, значительно сильнее выражена в вертикальном направлении, чем по горизонтали. Поэтому для оценки условий распространения наибольшее значение имеют сведения о вертикальном профиле коэффициента преломления атмосферы. Величина n даже у поверхности Земли превышает единицу примерно на три десятитысячных, поэтому на практике чаще пользуются так называемым индексом рефракции N (n 1)106 . Численные значения индекса рефракции называют N-единицами. Индекс рефракции может быть выражен через метеорологические параметры атмосферы N 77,6 P e 3,73 105 2 , T T где T − абсолютная температура воздуха; P − давление; e − парциальное давление водяных паров в миллибарах. 72 Существует множество приборов и устройств, применяемых для определения коэффициента преломления путем измерения T, P, и e. Достаточно подробные сведения о них с анализом ошибок измерений можно найти в работах [1, 2]. Наибольшее распространение получили исследования с помощью радиозондов, и основная масса данных о коэффициенте преломления атмосферы получена с их помощью. Измерительная аппаратура радиозонда состоит из датчиков давления, температуры и влажности, а результаты измерений передаются в наземный комплекс по радиоканалу. Недостатком метода радиозондирования является малая точность измерений. Определяющим фактором больших погрешностей является низкая точность и плохая повторяемость показаний датчиков влажности. Не менее важным параметром датчиков радиозондов является их инерционность. Поднимаясь с довольно большой скоростью, зонд проходит области с разным коэффициентом преломления прежде, чем его датчики успевают отреагировать на изменения N. Это приводит к получению искаженных данных о высотном распределении коэффициента преломления, особенно при наличии тропосферных слоев. Приборы для непосредственного измерения диэлектрической проницаемости или коэффициента преломления атмосферы получили название радиорефрактометров или просто рефрактометров. Весьма малая постоянная времени приборов делает их пригодными для изучения быстрых флуктуаций коэффициента преломления и дает возможность четко фиксировать слои с резкими перепадами N даже при большой скорости подъема. Один из методов прямого измерения диэлектрической проницаемости основан на измерении емкости конденсатора, между пластинами которого находится испытываемая среда. Однако наиболее высокой точностью отличаются СВЧрефрактометры, основным элементом которых служит высокодобротный резонатор. Внутренняя полость резонатора сообщается с окружающей средой через отверстия связи. С изменением коэффициента преломления воздуха, заполняющего измерительную полость, резонансная частота резонатора будет изменяться согласно соотношению f f 0 n . 73 Поскольку N n 10 6 , то изменению индекса преломления на 1 N-ед соответствует изменение резонансной частоты f f 0 10 6 . Измеряя каким-либо образом резонансную частоту контура, можно судить об изменениях коэффициента преломления среды. Из литературных источников известен ряд моделей рефрактометров. В основном они представляют различные модификации двух типов приборов, впервые разработанных Крейном и Бирнбаумом [3, 4]. Данная глава посвящена исследованию высотного профиля коэффициента преломления атмосферы над Черным морем с помощью оригинальных СВЧрефрактометров [5]. Приведены статистические данные о пространственно-временном распределении коэффициента преломления атмосферы в диапазоне высот от морской поверхности до 1,5 км. Эти данные базируются на экспериментальном материале, полученном в течение ряда лет, в разные сезоны и при различных погодных условиях. Обычно рефрактометрические измерения являлись частью программы комплексных исследований и выполнялись одновременно с измерением ослабления или высотных (дистанционных) зависимостей поля радиосигнала на одной или нескольких трассах с целью изучения различных механизмов распространения. В этой главе приведены примеры влияния вертикального профиля коэффициента преломления атмосферы на условия распространения радиоволн, а также экспериментально определена область атмосферы, существенная при распространении радиоволн для трассы прямой видимости. 4.2. Особенности рефрактометрических измерений В зависимости от характера исследований использовались различные средства для подъема и перемещения приборов. На малых высотах применялись специальные подъемники, устанавливаемые у береговой черты или на корабле. Принцип построения береговых подъемных сооружений представлен на Рис.4.1. При измерении нижнего участка высотного профиля рефрактометр находится над водной поверхностью. Достоверными считаются измерения, выполненные при направлении ветра с моря на сушу. Такие измерения позволили получить данные о строении самого нижнего слоя атмосферы до высоты около 40 м. На высотах более 100 м обычно использовалось самолетное зондирование. 74 Таким образом, оставался недоступным некоторый промежуточный слой, весьма важный с точки зрения распространения радиоволн на приземных трассах. Рис.4.1. Подъемник у береговой черты для рефрактометрических измерений Впервые для проведения рефрактометрических измерений был использован вертолет [6]. По своим летно-техническим характеристикам вертолет может служить наиболее универсальным средством для зондирования атмосферы. Благодаря маневренности и возможности полетов на самых малых высотах он способен обеспечить непрерывное измерение высотного профиля практически с нулевых высот до нескольких тысяч метров. Другое важное преимущество вертолета − это небольшая скорость полета, что, по сравнению с самолетными измерениями, дает возможность получить более высокое пространственное разрешение мелкомасштабных неоднородностей коэффициента преломления. Основная трудность применения вертолета связана с невозможностью установки на его борту прибора вне зоны влияния воздушного потока от несущих винтов. Поэтому была исследована возможность работы рефрактометра на подвеске. Для выяснения степени влияния воздушного потока от вертолета на показания рефрактометра были проведены специальные измерения, представление о которых дает Рис.4.2. На поле аэродрома был расположен рефрактометр. Вертолет МИ-2 совершал пролеты над прибором на разных высотах и с различными скоростями. Показания рефрактометра непрерывно записывались на магнитофон. Сюда же подавались метки, соответствующие моменту пролета вертолета над прибором. В дальнейшем измерялся отрезок времени между моментом пролета и началом возмущений, зарегистрированных прибором. Зная горизонтальную скорость вертолета V, можно определить расстояние l, 75 которое он пролетит за время распространения возмущений от вертолета к рефрактометру. Определив l для различных высот полета, можно построить границу возмущенной области пространства в вертикальной плоскости, совпадающей с направлением полета. Рис.4.2. Определение границ возмущенной вертолетом области пространства На основании этих измерений были определены такие границы для различных скоростей полета вертолета (5, 10, 50 и 100 м/ч). Результаты в виде графиков представлены на Рис.4.3. Точкой отсчета высоты на данном графике является уровень шасси вертолета, совпадающий с нулем штатного радиовысотомера. Пунктирными линиями показаны предполагаемые границы возмущенной области для высот менее 5 м. Для скорости 100км/ч экспериментальные точки выходят за размеры данного рисунка. С увеличением высоты и скорости полета вертолета интенсивность возмущений, регистрируемых рефрактометром, быстро падает. Уже для высоты свыше 20 м выделение возмущений на фоне естественных флуктуаций коэффициента преломления проблематично. Размах естественных флуктуаций N в период измерений составлял около 0,5 N-ед. Кривые, изображенные на Рис.4.3, дают возможность судить о длине подвески и скорости полета вертолета, необходимых для исключения влияния потока от винтов на точность рефрактометрических измерений. Следует иметь в виду, что подвеска с прибором из-за сопротивления воздушной среды также будет отклоняться от 76 вертикали. Угол отклонения зависит от скорости полета и от аэродинамических качеств рефрактометра и подвески. Для его уменьшения выносному датчику следует придать по возможности лучшую обтекаемость, а для подвески использовать тонкий трос. Для последующих измерений была выбрана подвеска длиной 15 м. При скорости 60...70 км/ч и весе рефрактометра, снабженного обтекателем и стабилизатором, около 7 кг, отклонение подвески от вертикали составляло около 30°. Рис.4.3. Границы возмущенной винтами области пространства для разных скоростей полета (1 – 5км/час, 2 - 10км/час, 3 - 50 км/час, 4 - 100 км/час) Измерения высотного профиля коэффициента преломления атмосферы выполнялись следующим образом. Вертолет с подвешенным рефрактометром, имея горизонтальную скорость 60...70 км/ч, плавно спускался к нижней границе исследуемого диапазона высот. Опустившись до заранее определенной отметки на радиовысотомере, он резко переходил к набору высоты, а на записывающем приборе фиксировалось начало измерений. Затем вертолет продолжал подъем по квадрату до заданной высоты. Скорость подъема и горизонтальная скорость поддерживались постоянными, а высота определялась по высотомеру вертолета. Измерения можно проводить и при спуске, но на малых высотах трудно достичь равномерности спуска из-за опасности повредить прибор. По данной методике в течение 1976...1977 г.г. было проведено несколько серий измерений над морем, охватывающих разные сезоны. В результате получены непрерывные высотные распределения показателя преломления атмосферы от 2 до 1500...2000 м. Вертолет оказался удобным исследований в широком диапазоне высот. 77 и универсальным средством для Имея рефрактометр с небольшим весом поднимаемого датчика в (нашем случае около 1,5 кг) исследование нижнего слоя тропосферы можно проводить с помощью привязного шара-зонда [5]. Такой способ измерений позволяет сравнительно просто и с небольшими затратами исследовать слой атмосферы до высоты 100...300 м и может обеспечить регулярные длительные измерения в интересующем нас пункте. Поэтому в ряде случаев такое зондирование может быть более эффективным по сравнению с зондированием другими способами, в том числе и вертолетным. Подъем и спуск шара осуществляется лебедкой с помощью тонкого нейлонового фала. Для уменьшения влияния корпуса корабля на показания прибора фал подводится к лебедке через поворотный шкив, установленный на конце выносной рейки длиной 2…3 м. Конструкция поворотного шкива позволяла производить намотку фала при любом положении шара относительно корпуса судна, что упрощало проведение измерений и не требовало дополнительных маневров. Рефрактометр крепился к фалу на расстоянии около 30 м от шара. Поэтому и во время измерений, и при установке рефрактометра шар всегда находился на безопасном расстоянии от элементов конструкции корабля. Измерения с привязным шаром-зондом имеют свою специфику. Обладая небольшой подъемной силой и значительной парусностью, шар с удерживающим фалом даже при слабом ветре сильно отклоняется от вертикали. Это приводит к необходимости учитывать угол наклона при определении высоты рефрактометра по длине фала. Однако угол наклона не остается постоянным при подъеме или спуске шара, что усложняет определение высоты и приводит к ошибкам, возрастающим с увеличением отклонения фала от вертикали. При скорости ветра свыше 5 м/с измерения становятся практически невозможными. Такое ограничение, особенно при работе в морских условиях, сильно снижает ценность данного способа зондирования. Поэтому в настоящей работе была опробована и использована методика измерений с движущимся судном. Во время измерений судно двигалось за ветром, стремясь поддерживать фал с шаром-зондом в вертикальном положении и тем самым, компенсируя скорость ветра. Благодаря такой методике, имея максимальную скорость судна 25 км/час или 7 м/сек, можно проводить измерения при скорости ветра до 10...12 м/сек. За время снятия разреза (около минуты) судно проходит расстояние 200...400 м, что практически не 78 сказывается на результатах измерения высотного профиля коэффициента преломления над морской поверхностью. Следует отметить, что более удачным для подъема рефрактометра является небольшой аэростат, который благодаря обтекаемой форме имеет меньшую парусность и, следовательно, допускает работу при более сильном ветре. 4.3 Экспериментальные исследования высотных зависимостей индекса рефракции 4.3.1. Приповерхностный слой (волноводы испарения) Существенное влияние на распространение радиоволн могут оказывать волноводы испарения. Для изучения этого явления в течение 1973-1976 гг., наряду с измерением множителя ослабления радиосигнала на загоризонтных трассах, проводились регулярные измерения высотного профиля коэффициента преломления атмосферы в слое высотой до 40 м [7, 8]. При этом использовался рефрактометр, установленный у береговой черты на специальном подъемнике (Рис.4.1). Обычно в течение суток проводилось 2-3 сеанса измерений, в утренние, дневные и вечерние часы. В каждом сеансе, кроме записи на постоянных высотах длительностью до 10 минут, выполнялось около 10 высотных разрезов для определения усредненного высотного профиля N (h) . Всего за период измерений было исследовано 676 высотных зависимостей, соответствующих направлению ветра с моря на сушу, по которым определялся средний по высоте градиент индекса рефракции. g N N / (h2 h1 ) , где N − разность между значениями N в верхней ( h2 ) и нижней ( h1 ) точках. Определенные таким способом градиенты условно можно разделить на следующие группы: 1) g N 0 − субрефракция; 2) 0, 04 N ед / м g N 0 − пониженная рефракция; 3) 0,157 N ед / м g N 0, 04 N ед / м − повышенная рефракция; 4) g N 0,157 N ед / м − сверхрефракция. 79 Гистограммы статистических рядов g N по приведенной классификации за весь период измерений приведены на Рис.4.4 для слоев 0...5 м и 0...40 м. Для обоих диапазонов высот 75% случаев приходится на долю повышенной и сверхрефракции, например, для слоя 0...40 м преобладающей является повышенная рефракция (47% всех опытов), а для слоя 0...5 м − сверхрефракция (57%). Очевидно, что с приближением к поверхности воды рефракционные свойства атмосферы возрастают. Гистограммы распределений g N для различных сезонов [8], показывают, что число случаев сверхрефракции возрастает летом, оставаясь на достаточно высоком уровне осенью. Максимальное значение (67%) было зафиксировано в летний период (июль месяц), в то время как отрицательная рефракция встречается достаточно редко, в основном в зимний и весенний сезоны. Рис.4.4. Гистограммы распределения g N : а) слой 0÷5 м; б) слой 0÷40 м. Приведенные данные характеризуют среднюю рефракцию в приводном слое, но для описания волноводов испарения удобней пользоваться M -профилями, которые можно построить по высотным зависимостям N (h) . h M (h) N (h) 10 6 N (h) 0,157h, a где a − радиус Земли. Численные значения M выражаются в M-ед. Эффективность волноводов испарения принято характеризовать высотой инверсии hi и M -дефицитом ( M ) 80 M M (0) M (hi ) , где M (0) − значение модуля приведенного коэффициента преломления на поверхности моря; M (hi ) − его значение в точке инверсии hi (Рис.4.5). Строго говоря, измерялась не величина M (0) , поскольку всегда существует волнение на море, а некоторая величина M (hmin ) , где hmin − высота, определяемая состоянием поверхности моря. Значение M (0) нетрудно рассчитать, измерив температуру воды и предполагая, что вблизи поверхности водяной пар насыщен. Рис.4.5. Параметры приводных волноводов; а) усредненные N и M профили, б) гистограмма распределения hi , в) гистограмма распределения M Такой расчет часто приводит к большим значениям M -дефицита в слое толщиной до hmin , не играющим заметной роли при распространении сантиметровых волн из-за малой толщины. 81 По усредненным за сеанс зависимостям M (h) определялись значения hi и M , гистограммы распределений которых приведены на Рис.4.5. Видно, что в большинстве случаев, высота инверсии находится в пределах 0...5 м над уровнем моря, а значения M в 60% случаев не превышали 2 М-ед. В среднем, росту M -дефицита сопутствовало увеличение hmin , однако четкой связи между этими параметрами не наблюдалось. Для определения флуктуационных характеристик коэффициента преломления использовались записи N (t ) на фиксированных высотах, при этом среднеквадратическое отклонение величины N вычислялось из соотношения f2 N S N ( f )df f1 1/ 2 , где S N ( f ) − оценка энергетического спектра N (t ) , а f1 и f 2 − граничные частоты спектра, определяемые длительностью реализации (5...10 мин) и постоянной времени регистрирующего устройства (1 с). Как оказалось, значения флуктуаций коэффициента преломления лежат в пределах 12 N-ед. летом и 4 N-ед. зимой, а гистограмма распределения величины N на высоте h =0,5 м. Рис.4.6, показывает, что в половине всех случаев среднеквадратическое отклонение коэффициента преломления не превышает 0,16 N-ед. Взяв значения N на высоте 0,5 и 40 м можно получить средний в слое градиент g [ N (40) N (0,5)] / h , где h =39,5 м. Равенство g =0 означает, что интенсивность флуктуаций коэффициента преломления в приводном слое не изменяется с высотой, при g <0 флуктуации с высотой падают, а при g >0 растут. Гистограмма распределения g за весь период измерений (Рис.4.6) показывает, что в подавляющем большинстве случаев интенсивность флуктуаций с высотой падает, хотя имеет место и обратная зависимость. 82 Энергетический спектр флуктуаций коэффициента преломления SN ( f ) рассчитывался посредством Фурье-преобразования автокорреляционных функций исследуемых процессов. Большинство экспериментальных спектров имеют наклоны, близкие к −5/3, а разброс значений лежит в пределах от−1,4 до −1,8. Рис.4.6. Гистограммы распределения N (а) и g (б) Зная скорость ветра V , регулярно измеряемую в точке наблюдения можно вычислить значение параметра C n (структурной функции коэффициента преломления) с помощью формулы верной для степенного спектра [9] SN ( f ) 2(2 )1 1 f ( 1) 2 Cn2 ( 2)sin . V 1 4 2 Здесь S N ( f ) − спектральная плотность флуктуаций коэффициента преломления, полученная из эксперимента; − гамма-функция; V − скорость ветра; 1 − наклон спектра, измеренный экспериментально. Среднее значение вычисленного параметра Cn равно 0,055 N-ед.·см-1/3 с разбросом 0,005÷0,13 N-ед.·см-1/3. Полученные значения Cn 83 имеют тот же порядок, что и приведенные в [9] на основании отечественных и зарубежных данных. В заключение можно отметить, что для морских условий характерно наличие инверсий в тонком приводном слое (волноводы испарения), однако их интенсивность в исследуемом районе невелика. В большинстве случаев высота инверсии не превышает 5 м, а значение ΔM – 2 M-ед. В дальнейшем сведения о приводном слое атмосферы дополнялись измерениями, выполненными в открытом море с борта судна или с помощью вертолета, однако это существенно не повлияло на полученные обобщенные характеристики приводного слоя. 4.3.2. Параметры слоистых метеообразований С приподнятыми тропосферными образованиями, «слоями», связаны наиболее сильные аномалии условий распространения радиоволн. Слои систематически возникают в атмосфере и могут являться причиной сверхдальнего распространения УКВ. Следует отметить, что роль тропосферных слоев при исследовании распространения радиоволн обычно недооценивается. Это связано с тем, что статистика слоев в основном базируется на результатах радиозондовых измерений, которые дают искаженное представление о вертикальном профиле коэффициента преломления. Из-за инерционности датчиков (в первую очередь, влажности) радиозонд сглаживает резкие изменения коэффициента преломления, что приводит к уменьшению измеренного вертикального градиента и увеличению толщины слоя. Как следствие, уменьшается и общее число слоев, отмеченных при радиозондированиях. Ниже приведены сведения о слоях, полученные при зондировании атмосферы рефрактометром с борта самолета или вертолета над Черным морем. При анализе высотных зависимостей коэффициента преломления учитывались только устойчивые тропосферные слои с горизонтальными размерами в десятки и сотни километров и вертикальным градиентом внутри слоя не ниже критического. Систематические измерения были ограничены высотой 1,5 км над уровнем моря, поэтому и приведенные данные относятся в основном к указанному диапазону высот. Результаты этих измерений были представлены в работах [10, 11]. 84 На Рис.4.7 приведен пример реального высотного профиля индекса рефракции N(h). Профиль содержит закритичный слой с обозначениями определяемых в процессе обработки параметров: Δh (толщина слоя) и ΔN (N-дефицит в слое). Определялась также средняя высота слоя над поверхностью воды. Пунктирные линии на графике соответствуют наклону профиля при стандартной и критической рефракциях. Как показали измерения, в пределах первых 1,5 км над морской поверхностью одновременно может существовать один, изредка два устойчивых слоя. Слои второго яруса обычно располагаются выше указанного диапазона. Слои бывают как горизонтальными, так и наклонными, причем их высота может довольно быстро изменяться (например, на 50÷100 м за 10 мин). Если эти изменения происходят на различных участках не синхронно, то меняется наклон слоя. Слои чаще образуются летом и осенью. Гистограмма на Рис.4.8 показывает количество опытов, зафиксировавших закритичный слой в процентах к общему числу измерений в данный сезон. Максимальное количество слоев было отмечено в июне 1976 г. (82%). Рис.4.7. Пример высотного профиля N(h) при наличии приподнятого слоя На Рис.4.9,а показано относительное распределение слоев по высотам за весь период измерений. Гистограмма показывает, что около 50% всех зарегистрированных слоев расположено в диапазоне высот 200...500 м над уровнем моря. При этом 85 высотные распределения для летнего Рис.4.9,б и осеннего Рис.4.9,в сезонов существенно различны. Для зимнего и весеннего сезонов гистограммы не приведены ввиду малого количества слоев, наблюдавшихся в это время. Рис.4.8. Относительное количество высотных N-профилей со слоями в разные сезоны (1975-1977 гг.) В летние месяцы (Рис.4.9,б) слои располагаются вблизи поверхности воды, образуя на распределении максимум в диапазоне 200-300 м, а на высоте порядка 1,5 км и выше могут появляться слои второго яруса. Хотя осенний сезон мало уступает летнему в количестве образующихся слоев (Рис.4.9,в), для него характерно их отсутствие вблизи поверхности воды и более равномерное размещение в остальном диапазоне высот. Подобная картина повторялась в течение трех лет измерений, что иллюстрирует график, изображенный на Рис.4.10, на котором показана средняя высота слоев, а также отмечен диапазон высот, в котором они наблюдались. На графике хорошо просматривается тенденция к снижению высоты слоев и их компактное расположение вблизи поверхности воды в летние месяцы. Для июня 1977 г. отдельно указана высота расположения слоев второго яруса. По высотным зависимостям N(h) для каждого зарегистрированного слоя определялись такие параметры, как: толщина слоя Δh=hв hн, где hв и hн - верхняя и нижняя границы слоя; изменения N от верхней до нижней границы ΔN=Nв –Nн (Nдефицит); средний градиент в слое gN=ΔN/Δh. Гистограммы распределений статистических рядов этих параметров представлены на Рис.4.11. В среднем толщина слоя составляет около 85 м и колеблется в пределах 10...250 м, при этом в 76% наблюдений слои имели толщину от 20 до 100 м (Рис.4.11,а). 86 Рис.4.9. Распределение слоев по высотам за весь период измерений (а), летний (б) и осенний (в) сезоны Относительно стабильным оказался N-дефицит в слое (Рис.4.11,б). Для 75% случаев ΔN находилось в пределах (10÷35) N-ед., а в 40% случаев –(20÷30) N-ед. при среднем значении за весь период измерений 28,6 N-ед. и максимальном 62 N-ед. В связи с тем, что при обработке результатов измерений в расчет принимались лишь слои с градиентом не ниже критического, то и распределение gN начинается со значения 0,157 N-ед./м (Рис.4.11,в). При этом 50% случаев приходится на интервал 0,157÷0,35 N-ед./м, среднее значение равно 0,45 N-ед./м, а максимальный зарегистрированный за весь период измерений градиент в слое равен 1,23 N-ед./м. 87 Образование слоев даже с большими значениями ΔN, как правило, не связано с ростом N-дефицита во всем полуторакилометровом слое, а происходит за счет перераспределения коэффициента преломления по высоте. Так, при усреднении высотных зависимостей индекса рефракции за год изменение N от морской поверхности до высоты 1,5 км составило 62,4 N-ед. и 59,4 N-ед. при наличии и отсутствии слоев соответственно. Рис.4.10. Высота расположения слоев в разные сезоны При этом следует учесть, что профили со слоями преимущественно относятся к летнему и осеннему сезонам, когда выше и средний градиент в пограничном слое атмосферы. Поэтому слоям с большими отрицательными градиентами, как правило, сопутствуют высотные интервалы с пониженной рефракцией и даже субрефракцией, которые обычно располагаются выше закритичного слоя. Могут представлять интерес результаты зондирования облачности, которую принято рассматривать как крупную неоднородность коэффициента преломления. Однако в процессе измерений неоднократно наблюдалась картина, изображенная на Рис.4.12, когда прохождение сплошной плотной облачности, сопровождавшееся выделением воды на иллюминаторах самолета, практически не сказывалось на высотном распределении N. В то же время в визуально чистой атмосфере выше облаков видны крупные неоднородности коэффициента преломления. 88 Рис.4.11. Гистограммы распределения Δh (а), ΔN (б) и gN (в) в слоях Рис.4.12. Пример профиля N(h) при наличии слоя облачности 89 Таким образом, наличие облачности еще не является обязательным признаком аномальности высотного профиля коэффициента преломления. 4.3.3. Усредненные параметры высотного профиля индекса рефракции над Черным морем Выше были приведены сведения о приводных волноводах и тропосферных слоях. В этом разделе представлены данные о средних вертикальных градиентах коэффициента преломления в различных по высоте и толщине слоях атмосферы в 1,5 км диапазоне высот над морской поверхностью. Для анализа высотных зависимостей коэффициента преломления весь диапазон высот был условно разбит на несколько участков, в каждом из которых определялся средний градиент индекса рефракции gN =ΔN/Δh и другие параметры. Представление о градиентах индекса рефракции на разных участках высотного профиля N(h) дает Табл.4.1. Она составлена по результатам измерений 1976 г., когда наиболее полно были представлены все сезоны, а измерения проводились только с помощью вертолета, начиная с высоты 2 м над уровнем моря. Таблица показывает диапазон наблюдавшихся в отдельных опытах значений gN, стандартное отклонение gN и усредненные за год значения g N для различных высотных интервалов. Таблица 4.1. Градиенты индекса рефракции gN и стандартное отклонение gN для различных высотных интервалов 100… 500… 1000… 500 1000 1500 2 3 4 5 (–gN.) min, N-ед./м –0,01 –0,006 +0,011 (–gN.) max, N-ед./м –0,25 –0,155 gN, N-ед./м 0,039 g N , N-ед./м –0,053 Диапазон высот, м 2… 100 1 2… 2… 1000 1500 6 7 8 +0,019 –0,011 –0,023 –0,022 –0,081 –0,084 –0,134 –0,072 –0,056 0,038 0,019 0,02 0,031 0,013 0,009 –0,052 –0,035 –0,028 –0,052 –0,044 –0,038 2… 500 С удалением слоя атмосферы от поверхности воды рефракционные эффекты уменьшаются (2–5 колонки таблицы). Снижается усредненный за период измерений средний градиент в слое g N , уменьшается диапазон возможных градиентов и стандартное отклонение gN. Но уже для интервалов высот 500...1000 и 1000...1500 м 90 параметры, характеризующие изменчивость градиентов в отдельных опытах, практически одинаковы. Средний градиент уменьшается и с увеличением толщины слоя над поверхностью воды (2, 6–8 колонки таблицы). В этом случае сильнее других параметров уменьшается стандартное отклонение. Так, для всего исследуемого диапазона высот 2…1500 м оно равно 0,009 N-ед./м, что в два раза меньше минимального значения для отдельного слоя. Это свидетельствует о том, что изменения gN на разных участках высотного профиля N(h) отличаются от опыта к опыту не только по величине, но и по знаку. Такое различие значений gN на разных участках высотного профиля можно наблюдать и при усреднении данных по месяцам (графики на Рис.4.13 и Рис.4.14). На графиках также указан коэффициент корреляции усредненных gN со среднемесячными значениями N0. На Рис.4.12 хорошо видны различия в сезонных изменениях градиента индекса рефракции на разных участках высотного профиля, а для интервалов высот 100...500 и 500...1000 м они противофазны. Это приводит к тому, что при увеличении толщины слоя вариации среднего в слое gN уменьшаются, в результате чего сезонные изменения gN (или N-дефицита) для всего 1,5 км слоя атмосферы практически отсутствуют. Таким образом, как вариации конкретных высотных распределений N, так и их сезонные изменения в основном связаны с перераспределением N внутри 1,5 км слоя атмосферы с почти неизменным N-дефицитом для всего слоя. При этом изменения gN в разных по высоте или сильно отличающихся по толщине слоях атмосферы оказываются слабокоррелированными. Так, например, коэффициент корреляции между gN в слоях 2…100 и 2…1500 м, рассчитанный по результатам 60 измерений, оказался меньше 0,1. Аналогичная картина наблюдается и внутри 100 м слоя, иллюстрацией этого является график на Рис.4.15, который построен по результатам рефрактометрических измерений над морем с помощью воздушного привязного шара. Эти измерения более подробно будут описаны в следующем разделе. По оси ординат отложены значения коэффициента корреляции между gN в слое 2,5…10 м и в более толстых слоях с той же нижней границей. Значения верхней границы указаны на оси абсцисс. Черными кружками обозначены расчетные значения. C повышением верхней границы слоя коэффициент корреляции быстро падает и для слоя 2,5… 100 м составляет 0,33. 91 Рис.4.13. Среднемесячные значения g N (в различных по высоте слоях атмосферы) и N 0 Рис.4.14. Среднемесячные значения g N (в различных по толщине слоях атмосферы) и N 0 Необходимо отметить, что для оценки средней рефракции часто используют сведения о распределении N(h) в диапазоне высот, доступном для измерений, распространяя эти данные на более обширный или соседний слои атмосферы. Приведенные примеры показывают неправомерность такой экстраполяции. Так, измерения в 100 м слое малопригодны для оценки средней радиорефракции во всем 1,5 км слое. Соответственно и N-дефицит, измеренный для всего 1,5 км слоя, не позволяет судить о рефракционных свойствах 100 м слоя. Несмотря на большое разнообразие конкретных зависимостей N(h), будучи усредненными, за большие периоды времени, они немногим отличаются от стандартных. На Рис.4.16 приведены среднемесячные высотные распределения для различных сезонов, а на Рис.4.17 – профиль N(h), усредненный за 3-х летний период 92 измерений. Штриховые линии на рисунках соответствуют стандартной рефракции, а штрихпунктирная линия на Рис.4.5 – стандартной экспоненциальной атмосфере. Рис.4.15. Корреляция градиента g N в слое 2,5…10 м и в более толстых слоях Для среднемесячных профилей наиболее сильные отличия от стандартного наблюдаются летом. Это связано с большим количеством слоистых образований и их преимущественно низким расположением в это время. Однако и летом средний Nдефицит для всего 1,5 км диапазона высот оставался почти неизменным и близким к стандартному. Рис.4.16. Усредненные по сезонам высотные распределения N(h) Усредненный за весь период измерений высотный профиль коэффициента преломления хорошо согласуется с моделью стандартной экспоненциальной атмосферы, но имеет более высокое начальное значение индекса рефракции N=332exp(–0,136h). 93 Рис.4.17. Профиль N(h), усредненный за 3-х летний период измерений На Рис.4.18 представлен более подробный график для 100 м слоя, построенный по результатам измерений с воздушным шаром. Рис.4.18. Усредненный профиль N(h) в слое 100 м над морем Усредненный по всем сорока реализациям, профиль N(h) имеет гладкий вид с градиентом несколько выше стандартного и характерным уплощением вблизи поверхности воды. Два семейства параллельных прямых на графике соответствуют стандартной и критической рефракциям. 94 4.3.4. Слой атмосферы, существенный при распространении радиоволн Результаты трехлетних синхронных измерений [7, 8, 12] функции ослабления на морской трассе протяженностью 60 км (длина волны 3,2 см) и индекса рефракции в приводном слое (высота до 40 м), показали слабую связь уровня сигнала с параметрами высотной зависимости N (h) . Такая связь проявляется лишь при усреднении данных за большие периоды времени. Для сопоставления использовались как средние значения градиентов в слое ( N / h ), так и параметры, характеризующие волновод испарения hi и M . Отсутствие корреляции уровней сигналов с метеоданными в этом случае можно объяснить тем, что высотный профиль коэффициента преломления, измеренный в одной прибрежной точке отличается от усредненного по всей трассе. Кроме того на загоризонтных трассах средняя рефракция и волноводы испарения являются не единственными факторами, определяющими условия распространения. В работах [13, 14, 15] показано, что поле радиосигнала в пределах прямой видимости над морской поверхностью в большинстве случаев может быть описано с помощью двухлучевой модели в предположении линейной зависимости коэффициента преломления от высоты. Следовательно, для таких трасс условия распространения должны определяться средней радиорефракцией, и можно ожидать хорошего согласия измеренных рефрактометром значений вертикального градиента коэффициента преломления с уровнем сигнала на трассе. Однако и для зоны прямой видимости, как следует из работы [14], данные рефрактометрических измерений в слое 0,5...24 м не соответствуют наблюдавшимся на практике уровням сигнала. Можно предположить, что одной из причин слабой корреляции метеорологических и радиоизмерений является несоответствие диапазона высот зондирования слою атмосферы, эффективно влияющему на условия распространения. Для каждой конкретной трассы этот слой различен, его верхняя граница зависит от протяженности трассы, длины волны, высоты расположения корреспондирующих пунктов и ограничивается областью, существенной при распространении [16]. Часто область, существенную при распространении, ограничивают размерами первой зоны Френеля [17], что вряд ли справедливо для столь неоднородного пространства, каким является приводный слой атмосферы. Согласно [16] размеры области, существенной при распространении, условно ограничены 8...12 зонами 95 Френеля. Если следовать этому определению, то радиус поперечного сечения существенной зоны на расстоянии R1 от одного из корреспондирующих пунктов определяется выражением bc (8...12) R1 ( R R1 ) / R , где − длина волны; R − длина трассы. Область, существенная при распространении имеет максимальный радиус посреди трассы bc (8...12) R / 2 . Следовательно, для приводных трасс верхняя граница слоя, определяющего распространение радиоволн, с учетом высоты корреспондирующих пунктов ориентировочно равна hc (h1 h2 ) / 2 bc , где h1 и h2 − высоты передающей и приемной антенн. В связи с трудностями снятия высотных зависимостей N (h) , особенно над морем, диапазон зондирования, чаще всего, не охватывает весь интересующий слой атмосферы. Использование мачт, установленных на корабле или у береговой черты, позволяет получить данные лишь о тонком приводном слое, а при самолетном зондировании выпадает значительный нижний участок профиля. Исходя из модели стандартной атмосферы, для которой зависимость N (h) в нижнем слое (1÷2 км) практически линейна, результаты измерений, обычно, распространяют на весь высотный профиль. Однако из-за сильного отличия реальных высотных распределений коэффициента преломления от модели стандартной атмосферы, использование результатов таких измерений (как было показано выше) приводит к большим ошибкам при определении средней рефракции на трассе распространения. Представляет интерес получение количественных оценок соответствия условий распространения на трассе прямой видимости и измеренного рефрактометром среднего вертикального градиента индекса рефракции вблизи трассы при совмещении высоты 96 рефрактометрического зондирования с зоной, существенной при распространении. Этому вопросу посвящены исследования [18, 19], проводившиеся на прибрежной трассе длиной 21 км на волне =4 см, позволившие обнаружить четкую связь между результатами радио- и метеоизмерений, а также экспериментально оценить высоту слоя, существенного при распространении для данной трассы. Для количественного описания условий распространения, как наиболее удобный при сопоставлении, использовался эффективный градиент g N ý [20], определяемый непосредственно из данных радиоизмерений и учитывающий усредненные по трассе параметры атмосферы. В этих опытах g N э определялся по положению первого минимума высотного разреза поля V (h) путем сопоставления с расчетом, выполненным в рамках двухлучевой модели и модели эквивалентного радиуса Земли. Высотные разрезы поля снимались в диапазоне высот 3,5÷92 м с помощью доплеровского радара и подвижного ответчика, расположенных в начале ( h =12,4 м) и конце трассы соответственно. Высотный профиль коэффициента преломления измерялся рефрактометром примерно посередине трассы с борта судна. Рефрактометр поднимался с помощью привязного шара-зонда, обеспечивающего равномерное перемещение прибора в диапазоне высот 2,5÷100 м. Полученные результаты усреднялись по серии из 4÷5 разрезов. Измерения зависимостей V (h) и N ( h) выполнялись одновременно по радиокомандам. Эффективные градиенты g N э , полученные по измерениям высотных разрезов поля, сравнивались с измеренными рефрактометром средними градиентами g N в различных по толщине слоях атмосферы (2,5÷10 м; 2,5÷25 м; 2,5÷50 м; 2,5÷60 м; 2,5÷75 м; 2,5÷100 м). В качестве примера на Рис.4.19 и Рис.4.20 приведено рассеяние данных измерений для слоев 2,5÷10 м и 2,5÷65 м, которые свидетельствуют о различной связи между сравниваемыми величинами. При этом корректно поставленный эксперимент, позволяет проследить динамику изменения корреляции радио- и метеоданных для разных значений толщины слоя. На Рис.4.21 представлена зависимость коэффициента корреляции r между g N и g N ý (40 опытов) от толщины слоя, в котором измерялся g N . Здесь же приведена аналогичная зависимость для среднего в слое градиента g N , усредненного по всем 97 реализациям. По оси абсцисс отложены значения верхней границы слоя h (нижняя граница для всех случаев равна 2,5 м), а штриховая линия соответствует значению g N э , усредненному по всем реализациям. Рис.4.19. Связь эффективного градиента и измеренного рефрактометром в слое 2,5÷10 м Рис.4.20. Связь эффективного градиента и измеренного рефрактометром в слое 2,5÷65 м Рис.4.21. Зависимость коэффициента корреляции r между g Nэ и g N , а также зависимость g N от высоты слоя, в котором определялся g N Зависимость коэффициента корреляции имеет явно выраженный экстремум, с максимальным значением r =0,87, что соответствует слою 2,5÷65 м. Усредненные за 98 весь период измерений значения g N ý и g N для этого слоя практически совпадают и соответственно равны –0,076 N-ед./м и –0,079 N-ед./м. По-видимому, этот слой атмосферы является наиболее важным для распространения радиоволн на данной трассе. Его толщина, с учетом высоты корреспондирующих пунктов, соответствует размерам 6÷8 первых зон Френеля, что близко к определению зоны, существенной при распространении в [16]. Значительное отклонение диапазона высот, в котором определяется g N , от оптимального приводит к ухудшению корреляции между g Nэ и g N , а также сильному отличию их средних значений. Так, для слоя 2,5÷10 м коэффициент корреляции равен r =0,36, а g N = 0,155 N-ед./м, что более чем вдвое превышает значение g Nэ , полученное по измерениям высотных разрезов поля. Таким образом, проведенные измерения позволили экспериментально определить слой атмосферы, эффективно участвующий в распространении радиоволн и показали важность согласования высоты зондирования с параметрами трассы. Для трасс прямой видимости при совмещении высоты зондирования атмосферы с зоной, существенной при распространении, средний вертикальный градиент индекса рефракции, измеренный на середине трассы, мало отличается от эффективного градиента g Nэ , полученного непосредственно по радиоизмерениям на трассе, и с успехом может быть использован для расчета поля радиосигнала в рамках концепции эквивалентного радиуса Земли. С другой стороны эффективный градиент g Nэ , определенный по радиоизмерениям может служить для оценки рефракционных свойств атмосферы. При увеличении длины трассы возрастает роль других механизмов распространения, в связи, с чем учет только средней рефракции дает сильное расхождение с экспериментом. Тем не менее, для дециметровых волн расчет средней рефракции в слое, существенном при распространении, дает неплохое согласие с экспериментальными данными на загоризонтных трассах длиной до 80÷100 км. В качестве примера, на Рис.4.22 показан разброс значений множителя ослабления радиосигнала ( =35 см) на трассе длиной 100 км (высота передатчика и приемника 100 м и 16 м соответственно) и среднего градиента в слое 2÷300 м. Наклонная линия на 99 графике соответствует расчету множителя ослабления для линейного изменения профиля N с высотой. Рис.4.22. Связь измеренных значений множителя ослабления на трассе длиной 100 км и среднего градиента g N в слое 2÷300 м ( =35 см) Рис.4.23. Связь измеренных значений множителя ослабления на трассе длиной 100 км и среднего градиента g N в слое 2÷150 м. ( =4 см.) Аналогичный график для волны =4 см и среднего градиента коэффициента преломления в слое 2÷150 м изображен на Рис.4.23. Здесь экспериментальные точки лежат не только существенно выше расчетных значений, но в ряде случаев превосходят значения множителя ослабления V для волны =35 см. 4.3.5. преломления Примеры на влияния дистанционную вертикального зависимость профиля множителя коэффициента ослабления радиосигнала Сопоставление высотных профилей коэффициента преломления N ( h) и дистанционных зависимостей напряженности поля радиосигнала V ( R) позволяет оценить влияние различных метеорологических ситуаций на уровень радиосигнала. Ниже приведены несколько иллюстраций различных высотных распределений индекса рефракции и соответствующие им по времени и району измерений дистанционных зависимостей поля радиосигнала в двух диапазонах 4 см и 35 см. Дистанционные зависимости измерялись с помощью самолета (высота полета 100 м), на котором были установлены передатчики, а приемный пункт располагался у 100 береговой черты на высоте 16 м. Радиотрасса проходила над морской поверхностью до расстояний 350÷400 км при среднем удалении от берега около 50 км. Профили N ( h) измерялись с помощью вертолета в двух точках, расположенных вдоль трассы распространения на расстояниях 50 км и 100 км от приемного пункта. На Рис.4.24-4.29 представлены профили N (h) на двух расстояниях от приемного пункта, а также зависимости множителя ослабления V ( R) для волн 4 см и 35 см. Тонкими линиями на графиках V ( R) показаны результаты расчета для стандартной рефракции, а на графиках N ( h) нанесены прямые, соответствующие стандартной и критической рефракциям. Рис.4.24 соответствует условиям распространения, близким к стандартным: по данным рефрактометрических измерений, когда отсутствуют как приподнятые слои, так и достаточно эффективный волновод испарения. Соответственно метеоусловиям выглядят и дистанционные зависимости множителя ослабления, для которого уровень сигнала на обеих волнах близок к расчетному для стандартной рефракции с плавным переходом в область тропосферного рассеяния. На Рис.4.25 приведен довольно редкий случай, когда рефракция, близкая к критической, наблюдалась в очень толстом слое атмосферы над поверхностью моря. Как видно, такие условия обеспечивают высокий уровень сигнала обоих диапазонов на больших расстояниях от передатчика. С увеличением дистанции уровень сигнала относительно свободного пространства падает, что, по-видимому, связано с расширением области атмосферы, существенной при распространении, и вовлечением в процесс распространения более высоких субрефракционных слоев атмосферы. В таком случае падение уровня сигнала на волне 35 см должно начинаться раньше, что, и наблюдается в эксперименте. Интерес представляет ситуация, изображенная на Рис.4.26, когда на высоте 300÷400 м расположен слой с резким перепадом коэффициента преломления. Судя по результатам измерений, приведенным в предыдущем разделе, подобные слои часто возникают над поверхностью моря, а в летний сезон их присутствие является скорее правилом, чем исключением. Сплошными линиями на графиках изображены дистанционные зависимости, совпадающие по времени с измерением профилей N (h) , а штриховыми − смещенные на 2 часа, но аналогичные по характеру. 101 Рис.4.24. Зависимости N ( h) и V ( R ) при стандартных условиях в атмосфере Рис.4.25. Зависимости N ( h) и V ( R ) при околокритической рефракции в обширном приводном слое атмосферы Приподнятый слой создает благоприятные условия для распространения радиоволн обоих диапазонов на большие расстояния, причем уровень сигналов может быть близким к свободному пространству и даже превышать его. Важное отличие для разных диапазонов заключается в следующем. Для дециметровых волн множитель ослабления на небольших расстояниях за горизонтом хорошо совпадает с расчетом по дифракционным формулам [21] с учетом средней рефракции в подслойном участке профиля N (h) . С увеличением дистанции и уменьшением угла падения радиоволны на слой, множитель ослабления резко возрастает. Поэтому на дистанционной зависимости в дифракционной области наблюдается провал, глубина которого зависит от высоты расположения и интенсивности приподнятого слоя. Максимальная дальность, на которую распространяется влияние слоя, также зависит от высоты его расположения, поскольку на больших дальностях слой начинает экранироваться выпуклой поверхностью Земли. На сантиметровых волнах, обычно, такие глубокие провалы отсутствуют, что, по-видимому, объясняется сильными флуктуациями N под слоем, изрезанностью границ самого слоя и возможным влиянием волновода испарения, 102 приводящими к заметному увеличению сигнала сантиметровых волн за горизонтом и не влияющими на более длинные волны. Эти причины могут служить объяснением преимущества сантиметровых волн на загоризонтных трассах (порядка 2÷3 радиогоризонтов), отмеченного в работах [22, 23]. При отсутствии тропосферных слоев и других крупных аномалий высотного профиля N (h) можно выделить влияние волновода испарения. Высотный разрез на Рис.4.27 соответствует случаю субрефракции во всем полуторакилометровом слое. Рис.4.26. Влияние тропосферного слоя на зависимости V ( R ) Рис.4.27. Влияние волновода испарения на зависимости V ( R ) Однако при анализе дополнительных рефрактометрических разрезов высотой до 100 м был зафиксирован приводный волновод со следующими параметрами: hi =15 м, M =1,5 M-ед. Для волноводного распространения радиоволн дециметрового диапазона согласно [24] необходимы значения hi >25м и M ~20 M-ед., которые практически не наблюдались при проведении измерений. Поэтому данный волновод способен 103 захватить лишь волну =4 см и не сказывается на волне =35 см, о чем свидетельствуют приведенные графики. Характерным для распространения сантиметровых волн в приводном волноводе является наличие высокочастотных флуктуаций (размахом до 20 дБ) при среднем уровне сигнала на 20÷30 дБ ниже, чем для свободного пространства, причем такие уровни могут наблюдаться на больших расстояниях от передатчика (в данном случае около 200 км). Не влияют на условия распространения волны =35 см интенсивные флуктуации коэффициента преломления в нижнем слое атмосферы 2÷500 м − Рис.4.28, хотя их размах достигал 15÷20 N-ед., в то время как сигнал при =4 см отреагировал на эту ситуацию сильным повышением уровня за горизонтом. Еще одна возможная ситуация изображена на Рис.4.29, когда наблюдалась неоднородность высотного профиля коэффициента преломления по дистанции. Рис.4.28. Зависимости V ( R ) при интенсивных флуктуациях N в нижнем слое атмосферы Рис.4.29. Зависимости V ( R ) при большой неоднородности профилей N ( h) вдоль трассы 104 Распределения N (h) , измеренные на расстоянии 50 км друг от друга, оказались существенно различны. Профиль на дистанции 50 км показывает наличие мощного приповерхностного волновода ( hi =70 м, M =19 M-ед.), способного захватить обе волны, а профиль на дистанции 100 км − условия, близкие к стандартным. На дистанционных зависимостях множителя ослабления в обоих диапазонах и примерно на одной дальности наблюдается переход от волноводного распространения к стандартному. Однако характер сигналов при волноводном распространении различен: в диапазоне =4 см множитель ослабления ниже на 15...20 дБ, а флуктуации значительно выше, чем в дециметровом диапазоне =35 см. Рассмотренные выше случаи были подобраны таким образом, чтобы продемонстрировать преимущественное влияние одного из возможных механизмов распространения. В общем случае уровень сигнала на трассе определяется совокупным воздействием всех факторов, однако часто по характеру профиля N (h) можно заранее предсказать, какой из способов распространения будет доминировать на трассе, и тем самым упростить решение задачи диагностики условий распространения. 4.4. Выводы На основании сформировать общее проведенных представление экспериментальных о вертикальной исследований структуре можно коэффициента преломления атмосферы в 1,5 км слое над Черным морем и сформулировать следующие выводы. Единичные профили N(h) характеризуются большим разнообразием и могут сильно отличаться от усредненных высотных распределений и от стандартной атмосферы, особенно при наличии тропосферных слоев. В то же время усредненный за весь период измерений высотный профиль коэффициента преломления хорошо согласуется с моделью стандартной экспоненциальной атмосферы, но имеет более высокое начальное значение индекса рефракции N=332exp(–0,136h). Разность значений N у морской поверхности и на высоте 1,5 км (∆N или Nдефицит) сравнительно мало меняется от опыта к опыту (среднеквадратическое отклонение ∆N=13,5 N-ед., при среднем значении ∆N=60 N-ед.) и практически не зависит от времени года и наличия тропосферных слоев. 105 Изменения профиля N(h) на разных высотах коррелированы слабо, что не позволяет непосредственно распространить данные об известном участке профиля на соседний участок или предсказать поведение профиля в более обширном слое. Тропосферные слои большой протяженности с вертикальным градиентом N (в пределах слоя) выше критического чаще всего наблюдаются летом (около 70 % опытов) и осенью (50 %). При этом летом они располагаются ближе к поверхности воды. В пределах первых 1,5 км над морской поверхностью одновременно может существовать один, изредка два устойчивых слоя. Образование слоев, как правило, не связано с ростом N-дефицита во всем полуторакилометровом слое, а происходит за счет перераспределения коэффициента преломления по высоте. Можно отметить, что для морских условий характерно наличие инверсий в тонком приводном слое (волноводы испарения), однако их интенсивность в исследуемом районе невелика. В большинстве случаев высота инверсии не превышает 5 м, а значение ΔM – 2 M-ед. В пределах радиогоризонта средний вертикальный градиент коэффициента преломления в слое, существенном при распространении, мало отличается от эффективного градиента g Nэ , полученного непосредственно из радиоизмерений, и с успехом может быть использован для расчета поля радиосигнала в рамках концепции эквивалентного радиуса Земли. Для дециметровых волн это положение сохраняется и в загоризонтной области до дистанций 80÷100 км. Высота слоя, существенного при распространении для коротких трасс прямой видимости, приближенно может быть определена из соотношения hc [h1 h2 (6...8) R ] / 2 , где h1 и h2 − высоты корреспондирующих пунктов; − длина волны; R − протяженность трассы; Аномально высокие уровни радиосигналов на загоризонтных трассах в большинстве случаев связаны с тропосферными слоями, влияние которых резко возрастает в летние месяцы, в связи с большой вероятностью их появления и сравнительно малой высотой расположения. Литература 1. Бин Б.Р., Даттон Е.Дж. Радиометеорология. – Л.: Гидрометеоиздат, 1971. – 363 с. 106 2. 3. 4. 5. 6. 7. 8. 9. 10. 11. 12. 13. 14. 15. 16. 17. 18. Казаков Л.Я., Ломакин А.Н. Неоднородности коэффициента преломления воздуха в тропосфере. – М.: Наука, 1976. – 164 с. Crain C.M. Apparatus for recording fluctuations in the refractive index of the atmosphere at 3,2 centimeter wavelength. – Rev. Sci. Instr., May 1950. – 21, No.5. – P. 456-457. Birnbaum G. A recording microwave refractometer. Rev. Sci. Instr. 21, N2, Feb. 1950, P. 164-176. Кабанов В.А. Структура коэффициента преломления атмосферы и диагностика условий распространения УКВ над морем. − Канд. дисс. ИРЭ АН УССР, Харьков, 1996. – 161 с. Кабанов В.А., Тургенев И.С. Рефрактометрические измерения с помощью вертолета. − Радиотехника, 1980, вып. 52. – С. 94-97. Дорфман Н.А., Кабанов В.А., Кивва Ф.В., Тургенев И.С. Статистические характеристики показателя преломления в приводном слое атмосферы. − Изв. АН СССР. Физика атмосферы и океана.1978. − Т.14, N5. C. 549-552. Дорфман Н.А., Кабанов В.А., Кивва Ф.В., Тургенев И.С. Рефрактометрические измерения показателя преломления атмосферы в приводном слое. − Радиотехника (Харьков), 1980, вып.52. −C. 91-93. Татарский В.И. Распространение волн в турбулентной атмосфере. – М.: Наука, 1967. – 548 с. Кабанов В.А., Тургенев И.С. Рефрактометрические исследования слоистых образований над морем. − Радиотехника. 1980. – № 55. – С. 99-100. Кабанов В.А. Параметры слоистых метеообразований над Черным морем // Радиофизика и электроника. – Харьков: Ин-т радиофизики и электрон. НАН Украины. 2009. – 14, № 1. – С. 43-46. Тургенев И.С., Кортунов В.А., Кивва Ф.В., Кабанов В.А., Дорфман Н.А. Сезонная зависимость уровней сигналов СВЧ на приводной трассе. − В кн.: Материалы Респ. школы-семинара «Автоматизация проектирования радиотехн. Систем», Харьков, 1982, ч.4, − С. 490-498. – Библиогр.: 5назв.- Рукопись деп. в ВИНИТИ 29 июня 1983г., N3489, 83 ДЕП. Брюховецкий А.С., Кабанов В.А., Синицкий В.Б. и др. Особенности пространственно-временной структуры радиосигналов СВЧ диапазона на приводных трассах прямой видимости. – Препр. АН УССР, Ин-т радиофизики и электрон.; Харьков, 1983. − №220 −37 с. Кабанов В.А., Майков Г.Г., Синицкий В.Б. и др. Исследование распространения радиоволн СВЧ диапазона на морских трассах. − «Распространение и дифракция радиоволн в миллиметровом и субмиллиметровом диапазонах». – Киев: Наук. думка. – 1984. – C. 64-72. Bryukhovetsky A.S., Kabanov V.A., Maikov G.G., Sinitski V.B., Tourgenev I.S. and Khomenko S.I. The Space-and-Time Structure of Microwave Signals propagating Above the Sea within the Optical Visibility Range // Telecommunications and Radio Engineering. 2001. – No. 55(2). – P. 1-15. Калинин А.И., Черенкова Е.Л. Распространение радиоволн и работа радиолиний. – М.: Связь, 1971. – 440 с. Долуханов М.П. Распространение радиоволн. – М.: Связь, 1965. – 400 с. Кабанов В.А., Майков Г.Г., Синицкий В.Б., Тургенев И.С., Хоменко С.И. Рефрактометрические измерения параметров тропосферы на приводных трассах.- 107 19. 20. 21. 22. 23. 24. В кн.: ХУ Всесоюзная конференция по распространению радиоволн: Тез. докл. Алма-Ата, 1987. − 296 c. Кабанов В.А., Майков Г.Г., Синицкий В.Б., Хоменко С.И. Диагностика рефракционных свойств приводного слоя атмосферы контактным и неконтактным методами. − «Радиофизические методы и средства для исследований окружающей среды в миллиметровом диапазоне»: Сб. науч. трудов. – Киев: Наукова думка, 1988. − С. 101-108. Троицкий В.Н. О замираниях ультракоротких волн на радиорелейных линиях связи. − Электросвязь, 1957. − №10. − С. 32-39. Калинин А.И. Расчет трасс радиорелейных линий. − М.: Связь, 1964. − 248 с. Тургенев И.С., Кивва Ф.В. Некоторые особенности распространения радиоволн над морем в зоне ближней тени / XII Всесоюзн. конф. по распространению радиоволн: Тез. докл. – Томск. 1978. – Ч.2. – С. 5-9. Кортунов В.А., Кабанов В.А., Кивва Ф.В., Тургенев И.С. Частотная зависимость уровней СВЧ-сигналов на приводной трассе. Распр. и дифр. радиоволн в мм. и субмм. диапазонах. − Киев: Наукова думка, 1984. − С.52-63 Бочаров В.Г., Кукушкин А.В., Синицын В.Г., Фукс И.М. Распространение радиоволн в приводных тропосферных волноводах. − Препринт N126, Харьков, ИРЭ АН УССР, 1979. 108 ГЛАВА 5 МОДЕЛИРОВАНИЕ РАСПРОСТРАНЕНИЯ РАДИОВОЛН МИЛЛИМЕТРОВОГО И САНТИМЕТРОВОГО ДИАПАЗОНОВ НАД МОРЕМ ПОД МАЛЫМИ УГЛАМИ СКОЛЬЖЕНИЯ. 5.1. Введение Большой практический и научный интерес представляет исследование особенностей распространения радиоволн миллиметрового (ММ) и сантиметрового (СМ) диапазонов на морских трассах протяженностью в единицы километров и высотах антенн или объектов радиолокационного наблюдения (активных или пассивных), начиная с нулевых (пловцы, плавающие предметы, малые плавсредства) и до значений 10÷20 м. Одним из классов таких объектов является интенсивно создаваемые в настоящее время средства поражения кораблей – корабельные ракеты, летящие в зоне атаки на высотах в единицы метров [1]. Экспериментальные исследования по этой проблеме, проведенные в 70-80-е годы прошлого века [2, 3, 4], позволили получить количественные оценки характеристик пространственно- временной структуры электромагнитного поля ММ и СМ волн в условиях интересующих разработчиков радиосистем и показали, что для их расчета не применимы методы, используемые для условий работы традиционных на то время радиолокационных систем. Причиной этого являются сильные затенения значительных участков морской поверхности при распространении над ней радиоволны при углах скольжения порядка единиц миллирадиан, соответствующие упомянутым выше высотам над поверхностью моря объектов наблюдения при работе по ним корабельных радиолокационных средств. Как показал анализ, затенения при такой геометрии трассы практически полностью исключают взаимодействие с электромагнитным полем находящихся на склонах волн и в области впадин между гребнями плоских элементов поверхности, имеющих малые наклоны. Именно близким к зеркальным отражениям от этих элементов – «фацетов» - приписывается влияние морской поверхности на поле над ней [3]. В рамках такого подхода не удается объяснить ряд экспериментально установленных особенностей амплитуд и углов прихода сигналов при малых углах скольжения. Причиной этого являются затенения неровностей значительных по 109 размерам участков морской поверхности, в результате чего, как показывает анализ, из процесса переизлучения оказываются исключены именно те элементы поверхности, которые дают основной вклад в отраженное поле при традиционных методах теоретического описания [3, 5, 6]. Насколько сильно отличаются статистические характеристики остающихся незатененными, т.е. «работающих», элементов от исходных, когда вся поверхность находится выше границы тени, показывают результаты работы [7]. В ней с использованием традиционных для большинства исследователей, например [5, 6], допущений, в частности о нормальном законе распределения высот и наклонов неровностей, оценены значения их параметров в условиях влияния затенений. Показано, что при исходном среднеквадратическом значении наклона неровностей в 0,15 рад при угле скольжения менее примерно 0,04 рад их закон распределения становиться близким к равновероятному с максимальным значением, равным углу скольжения. Максимум закона распределения высот отражающих элементов, который в отсутствие затенений находится на высоте среднего уровня поверхности, смещается в область положительных значений. Например, при угле скольжения 0,0067 рад это смещение становиться близким к среднеквадратическому значению высоты неровностей. Заметим, что на изменение этих параметров в зависимости от углов скольжения при наличии затенений указывают и авторы [6]. Такие изменения параметров отражающих элементов указывают на возрастающую роль в рассеянии радиоволн вершин неровностей, для которых как раз характерны близкие к нулевым наклоны поверхности, что и подтвердили результаты моделирования, представленные ниже. Кроме характеристик амплитуд поля, необходимых для оценки дальностей действия систем радиосвязи и радиолокации, большой практический интерес представляет достижимая в условиях влияния морской поверхности точность измерения их координат, в частности азимута и угловой высоты отражающих или излучающих радиоволны объектов. Для условий наблюдения, когда объект находится в освещенной области пространства и его угловая высота превышает, по крайней мере, несколько радиан, эти вопросы подробно рассмотрены, в частности, в монографии [2] и многочисленных публикациях в журналах. В тоже время область угловых высот, рассматриваемая в данной работе, остается до настоящего времени практически не изученной. Этой проблеме нами также уделено определенное внимание. 110 5.2. Статистические характеристики освещенных вершин неровностей морской поверхности Рассмотрим подробнее статистические характеристики количества освещенных вершин неровностей морской поверхности, их высот и распределения по длине трассы. В качестве метода решения этой задачи было выбрано численное моделирование формы поверхности с ветровыми волнами, выделение на ней точек, находящихся вне области тени при заданной геометрии трассы и расчет статистических характеристик высот и числа точек на разных участках трассы. Особенности моделирования и полученные результаты подробно изложены в [9]. Здесь остановимся только на наиболее важных моментах. Форма морской поверхности, т.е. зависимость высоты каждой ее точки от горизонтальных координат в фиксированный момент времени, представлялась как сумма гармоник спектра Пирсона-Московитца, длина волны максимума которого m задавалась равной m 156, 4 h , (5.1) где h - среднеквадратическое значение высоты неровностей, соответствующих установившемуся морскому волнению в глубоководном бассейне достаточных для разгона размеров [10]. В нашем случае, когда предметом изучения не является процесс развития волнения и влияния на него различных факторов, такой подход к заданию m является вполне оправданным. В ряде случаев наравне с длиной волны m мы будем использовать пространственную круговую частоту морских волн m , связанную с m зависимостью m 2 g , m (5.2) где g - ускорение свободного падения. Частота нижней границы моделируемого спектра выбиралась из условия, что амплитуда самой длинноволновой (низкочастотной) гармоники не превышает 0,01 от значения амплитуды гармоники в максимуме спектра. Выбор верхней (высокочастотной) границы существенно зависит 111 от планируемых последующих применений спектра. Наиболее универсальным является выбор ее из условия, что высота, в частности, ее среднеквадратическое значение, будет меньше длины взаимодействующей с поверхностью электромагнитной волны. При таком выборе модельная поверхность пригодна для описания рассеяния при изменении углов падения и рассеяния в вертикальной плоскости в секторе до 4 . Граничное значение пространственной частоты при таком условии определяется из решения уравнения 1 2 h K S ( K ) dK , Kmax K max 2 , min (5.3) где S ( K ) - спектр волновых чисел [11]. При исследуемом в нашей работе «рассеянии вперед», как будет показано ниже, можно использовать менее жесткое условие. На Рис.5.1 представлены зависимости количества освещенных вершин от отношения max m , где max - верхняя частотная граница спектра. График получен в результате оценки зависимости числа незатененных (освещенных) вершин неровностей путем моделирования явлений на трассе длиной 1000 м. Вершинами неровностей считались точки, в которых меняется знак производной от высоты по дистанции, т.е. знак наклона поверхности. Количество освещенных вершин 200 160 120 80 0 0.04 , 0.08 , 0.12 , эфф, рад. 40 0 4 max 8 12 16 Рис.5.1. Количество освещенных вершин в зависимости от значения верхней частоты спектра морского волнения при длине трассы 1000 м ( h =0,2 м): - =0,04 рад; - =0,02 рад 112 На отклонения Рис.5.2 высот представлены морского зависимости волнения значений от среднеквадратического максимальной частоты спектра нормированной на частоту спектрального максимума. 0.6 , h , м , 0.5 0.4 , , 0.3 , 0.2 , 0.1 1 2 3 max 4 5 6 m Рис.5.2. Значения среднеквадратического отклонения высот морского волнения в зависимости от максимальной частоты спектра, нормированной на частоту спектрального максимума; морская поверхность при скорости ветра 6,14 м/с; 8,7 м/с; 10,6 м/с Из Рис.5.2 видно, что при значении max m более 2,5…3 значения эффективных высот морских волн входят в насыщение. То есть значение максимальной частоты спектра будет выбираться в зависимости от длины радиоволны в диапазоне значений max m от 1 до 3. Более удобно производить выбор максимальной частоты спектра морского волнения по Рис.5.3. h h ( max ) , 0.3 , 0.2 , 0.1 0,01м 0 1 2 3 max 4 5 6 m Рис.5.3. Зависимость прироста величины среднеквадратического отклонения высот морского волнения от значения максимальной частоты спектра морского волнения; морская поверхность при скорости ветра: 6,14 м/с, 8,7 м/с, 10,6 м/с. 113 По своей сути он представляет данные Рис.5.2 в несколько преобразованном виде. На Рис.5.3 по оси ординат отложена величина разности между максимальным (теоретическим) значением среднеквадратического отклонения высот морских волн, полученным при полном учете в спектре морского волнения всех компонент, и текущим его значением, зависящим от величины max m . Для примера: если принять длину радиоволны 1 см, то согласно Рис.5.3 значение max m для поверхности моря при скорости ветра 6,14 м/с ( h =0,2 м) составит 1,9; для поверхности моря при скорости ветра 8,7 м/с ( h =0,4 м) составит 2,3; для поверхности моря при скорости ветра 10,6 м/с ( h =0,6 м) составит 2,5. Из сказанного выше можно сделать вывод, что в интересующей нас области изменения силы морского волнения и геометрии трасс распространения, в частности, углов скольжения в качестве критерия выбора высокочастотной границы спектра можно использовать условие max 3 m . (5.4) Рассмотрим результаты моделирования. Трассы считались симметричными, т.е. высоты излучателя и точки наблюдения задавались равными, принимающими значения 2, 5, 10, 15 и 20 м, угол скольжения, приводимый на оси абсцисс, соответствует его значению в середине трассы. Для статистического усреднения бралось 1000 независимых реализаций. На Рис.5.4 представлены зависимости количества освещенных вершин от угла скольжения при различной длине трассы. Количество освещенных вершин растет при увеличении длины трассы и при увеличении угла скольжения. На Рис.5.5 представлены зависимости количества освещенных вершин от угла скольжения при различных состояниях морской поверхности для длины трассы 5000 м. Из Рис.5.5 видно, что эти зависимости близки к линейным, и количество освещенных вершин растет с увеличением эффективной высоты морских волн. Следует обратить внимание на тот факт, что при уменьшении угла скольжения количество вершин стремиться не к единице (казалось бы, что хотя бы одна вершина всегда должна быть освещена), а к нулю. Это объясняется тем, что в случае прямого распространения 114 радиоволн вершина морской волны будет освещена тогда, когда будут одновременно присутствовать два события: освещенность со стороны приемника и освещенность со стороны источника. Как показывает моделирование, при стремящемся к нулю угле скольжения, вершины оказываются затенены хотя бы для одного из корреспондирующих пунктов. Количество освещенных вершин на трассе 300 200 100 0 0 0.01 0.02 0.03 , , , Угол скольжения, рад 0.04 , Количество освещенных вершин морских волн Рис.5.4. Зависимости количества освещенных вершин морских волн от угла скольжения при различной длине трассы; - 5000 м; - 4000 м; - 3000 м; - 2000 м; - 1000 м 300 200 100 0 0 , , , 0.002 0.004 0.006 Угол скольжения, рад , 0.008 Рис.5.5. Среднее количество освещенных вершин морских волн в зависимости от угла скольжения при различных состояниях морской поверхности при длине трассы 5000 м; эффективная высота морских волн 0,2 м; - 0,4 м; - 0,6 м На Рис.5.6 представлены зависимости средней высоты освещенных вершин морских волн в зависимости от угла скольжения. Для графической иллюстрации полученных данных выбрана трасса длиной 5000 м. Из Рис.5.6 видно, что средняя высота освещенных вершин морских волн, как и следовало ожидать, увеличивается при 115 возрастании силы волнения и при уменьшении угла скольжения. О том же Средняя высота освещенной вешины морской волны, м свидетельствуют и данные, приводимые в Табл.5.1. 2 1.6 1.2 0.8 0.4 0 0 , , , 0.002 0.004 0.006 Угол скольжения, рад , 0.008 Рис.5.6. Зависимости средней высоты освещенных морских вершин от угла скольжения при различных состояниях моря при длине трассы 5000 м; - эффективная высота морских волн 0,2 м; - 0,4 м; - 0,6 м Таблица 5.1. Статистические характеристики освещенных вершин неровностей морских поверхности с ветровыми волнами Угол Длина Среднеквадратическое Среднеквадратическое Среднеквадратическое скольжения, трассы, значение высот значение высот значение высот рад м неровностей h =0,2 м неровностей h =0,4 м неровностей h =0,6 м H H H NL NL NL 0,0008 5000 27,22 0,45 10,04 1,01 2,29 1,70 0,004 5000 173,01 0,33 87,27 0,73 56,92 1,14 0,008 5000 296,38 0,28 153,59 0,62 103,19 0,97 0,001 4000 27,98 0,44 10,31 0,98 2,37 1,68 0,005 4000 167,73 0,32 84,34 0,70 54,25 1,11 0,01 4000 270,96 0,27 143,15 0,59 96,21 0,94 0,0013 3000 28,52 0,42 10,61 0,94 2,41 1,64 0,0066 3000 155,82 0,30 79,10 0,67 50,56 1,08 0,013 3000 237,90 0,25 129,56 0,56 87,24 0,90 0,002 2000 29,58 0,39 10,40 0,91 2,32 1,64 0,01 2000 135,04 0,27 69,90 0,63 44,59 1,04 0,02 2000 191,97 0,22 110,39 0,51 75,27 0,84 0,004 1000 30,43 0,34 10,76 0,86 2,60 1,58 0,02 1000 96,95 0,22 55,64 0,55 37,14 0,99 0,04 1000 120,88 0,18 81,49 0,42 59,20 0,75 Примечание: N L - среднее количество освещенных вершин на трассе, H - средняя высота освещенных вершин на трассе, м. 116 Из данных, приведенных на графиках Рис.5.5, Рис.5.6 и в Табл.5.1 видно, что, например, при волнении умеренной силы ( h =0,4 м) на трассе протяженностью 2000 м уменьшение угла скольжения с 0,02 рад до 0,002 рад приводит к уменьшению среднего числа освещенных вершин неровностей с примерно 110 до 10, а их средняя высота возрастает с 0,51 м до 0,91 м, т.е. почти в 2 раза, причем она будет более, чем в 2 раза превосходить и среднеквадратическое значение высоты неровностей и, следовательно, в формировании переизлученного электромагнитного поля не будет участвовать область поверхности соответствующая примерно нижней половине высоты морских волн. Но верхняя половина – это область гребней морских волн, кривизна которых существенно больше, чем подошва волн. Кроме средних значений числа освещенных вершин морских волн и их средних высот необходимо знать распределения соответствующих величин по длине трассы. На Рис.5.7 представлены нормированные на среднее количество освещенных вершин распределения количества освещенных вершин морских волн по длине трассы для Нормированная плотность освещенных вершин, 1/м протяженности 1000 м и 5000 м и угла скольжения 0,004 рад. 0.03 , , 0.02 0.01 0 0 , , 0.2 0.4 0.6 0.8 , , Нормированная дальность 1 Рис.5.7. Зависимость количества освещенных вершин морских волн по длине трассы с углом скольжения 0,004 рад и морской поверхностью с эффективной высотой 0,2 м; протяженностью: 1000 м; 5000 м Нормированное распределение количества освещенных вершин морских волн можно интерпретировать как плотность освещенных вершин или дифференциальную плотность вероятности появления освещенной вершины морской волны на данной дистанции. По оси абсцисс отложена нормированная протяженность трассы. В первом приближении функции распределения по длине трассы носят равномерный вид с 117 небольшой тенденцией к увеличению в центральной части трассы. Можно отметить повышенную дисперсию распределения для трассы протяженностью 1000 м. Анализ распределений плотности освещенных вершин показал интересную их особенность – возрастание нормированной плотности распределения количества освещенных вершин вблизи концевых участков трассы при повышении граничной частоты коротковолновой границы спектра. В отличие от представленных на Рис.5.7 данных, которые получены для отношения max m равного 1,9, на Рис.5.8. представлены нормированные плотности распределения освещенных вершин в зависимости от состояния морской поверхности Нормированная плотность освещенных вершин, 1/м для отношения max m , равного 4. , 0.03 0.02 , 0.01 , 0 0 200 400 600 Дальность, м 800 1000 Рис.5.8. Распределение количества освещенных вершин морских волн по длине трассы с углом скольжения 0,03 рад и протяженностью трассы 1000 м; эффективная высота морских волн: 0,2 м; 0,4 м; 0,6 м Видно, что с увеличением эффективной высоты морских волн происходит возрастание количества освещенных вершин вблизи концевых участков трассы. К аналогичному эффекту приводит увеличение отношения max m в спектре морского волнения при неизменной величине среднеквадратического отклонения высот морского волнения. Похожий эффект наблюдался в работе [7] при изучении статистики зеркальных элементов поверхности. На Рис.5.9 представлены функции освещенности произвольной точки на морской поверхности со стороны источника (кривая 1), со стороны приемника (кривая 2) и полная функция освещенности (кривая 3), как произведение первых двух функций. Из Рис.5.9 видно, что полная функция 118 освещенности имеет концевые максимумы вблизи концевых участков трассы, что и объясняет возрастание нормированной плотности распределений количества Вероятность освещенности освещенных вершин в этих местах. , 0.8 2 1 0.6 , 0.4 , 0.2 , 3 0 0 1 2 Дальность трассы, км 3 Рис.5.9. Функции освещенности произвольной точки морской поверхности со стороны источника (кривая 1), приемника (кривая 2) и полная функция освещенности (кривая 3). Поверхность с эффективной высотой морских волн 0,4 м и высотами корреспондирующих пунктов 10 м На Рис.5.10 представлены распределения количества освещенных вершин по длине трассы для фиксированной протяженности трассы при эффективных высотах морских волн 0,2 м, 0,4 м, 0,6 м и значениях max m равных 1,9, 2,3 и 2,5 Нормированная плотность освещенных вершин, 1/м соответственно. , 0.032 , 0.028 , 0.024 0.02 , 0.016 , , 0.012 0 1000 2000 3000 Дальность, м 4000 5000 Рис.5.10. Распределение количества освещенных вершин морских волн по длине трассы с углом скольжения 0,02 рад и протяженностью трассы 5000 м: эффективная высота морских волн 0,2 м; 0,4 м; 0, 6 м 119 Из Рис.5.10 видно, что функциональный вид распределения практически не зависит от состояния морской поверхности. Наблюдаемые отличия не носят закономерного характера и их можно отнести на счет недостаточной статистической обеспеченности. На Рис.5.11 представлены распределения плотности количества освещенных вершин морских волн по дистанции в зависимости от угла скольжения. Из рисунка Нормированная плотность освещенных вершин, 1/м видно, что отличий в виде кривых распределений практически не наблюдаются. 0.024 , 0.022 , 0.02 , , 0.018 , 0.016 0 1000 2000 3000 Дальность, м 4000 5000 Рис.5.11. Распределения количества освещенных вершин морских волн в зависимости от угла скольжения при длине трассы 5000 м; эффективная высота морских волн 0,2 м; угол скольжения 0,002 рад; 0,004 рад; 0,006 рад; 0,008 рад Следующей важной характеристикой для решения поставленной задачи является распределение высот освещенных вершин морских волн по дистанции. Такие характеристики для симметричных трасс были получены и некоторые из них представлены ниже. На Рис.5.12 показаны распределения высот освещенных вершин морских волн для дальностей 2000 м и 5000 м при одинаковом угле скольжения 0,02 рад и морской поверхности с эффективной высотой морских волн 0,2 м. Из рисунка видно, что вид распределения высот освещенных вершин морских волн практически не зависит от дальности трассы. Можно отметить более сильный разброс в распределении высот для дальности трассы 2000 м. Существенные отличия в виде кривых распределений высот освещенных вершин наблюдаются при изменении эффективной высоты морских волн. На Рис.5.13 приведены распределения по дистанции высот освещенных вершин морских волн при 120 различных характеристиках морского волнения. Из рисунка видно, что увеличение высоты морского волнения приводит к существенному возрастанию высоты освещенных вершин по всей длине трассы. Если пренебречь разбросом значений высот, связанных, скорее всего, с недостаточной статистической обеспеченностью, можно считать, что высота освещенных вершин практически не зависит от протяженности трассы. Высота освещенной вершины, м , 0.44 , 0.42 , 0.4 , 0.38 , 0.36 0.34 , 0 , , , 0.2 0.4 0.6 0.8 , Нормированная дальность 1 Рис.5.12. Зависимость высот освещенных вершин морских волн по длине трассы; угол скольжения 0,002 рад; эффективная высота морских волн 0,2 м; длина трассы 2000 м; 5000 м Высота освещенной вершины, м 1.2 , 1 0.8 , 0.6 , 0.4 , 0.2 , 0 1000 2000 3000 Дальность, м 4000 5000 Рис.5.13. Зависимость от протяженности трассы высот освещенных вершин морских волн при различных характеристиках морского волнения. Угол скольжения 0,004 рад; эффективная высота морских волн 0,2 м; 0,4 м; 0,6 м На Рис.5.14 представлена зависимость высот освещенных вершин морских волн от угла скольжения для трассы с протяженностью 5000 м на морской поверхности с 121 эффективной высотой волн 0,2 м. Из зависимости средней высоты освещенных морских вершин, представленных на Рис.5.14 видно, что эти высоты существенно возрастают с уменьшением угла скольжения. Так для угла скольжения 0,008 рад средняя высота освещенных вершин по трассе составляет около 0,28 м, что уже превышает эффективную высоту морских волн (на Рис.5.14 она составляет 0,2 м). Уменьшение угла скольжения до значения 0,002 рад приводит к увеличению средней высоты освещенных вершин до значения 0,4 м, что практически в два раза Высота освещенных вершин морских волн, м превышает эффективную высоту морского волнения. , 0.44 0.4 , , 0.36 , 0.32 0.28 , , 0.24 0 1000 2000 3000 Дальность трассы, м 4000 5000 Рис.5.14. Зависимость высот освещенных вершин морских волн по длине трассы от угла скольжения при фиксированной дальности. Эффективная высота морских волн 0,2 м; угол скольжения 0,002 рад; 0,004 рад; 0,006 рад, 0,008 рад В завершении этого раздела рассмотрим еще одну характеристику переизлучающих элементов неровностей, которая впоследствии позволит нам объяснить особенности спектров флуктуаций амплитуды сигналов при распространении над поверхностью моря. Мы будем называть ее «временем жизни» отражающего элемента, понимая под ним время с момента, когда рассматриваемый точечный элемент неровности, во-первых, вышел из тени (в геометрооптическом приближении), во-вторых, для него выполнились условия зеркального отражения падающей волны в точку наблюдения, до момента, когда одно или оба эти условия перестали выполняться. Заметим, что на параболической или эллиптической поверхности, находящейся выше границы тени, обязательно существует такая точка, причем единственная. С использованием метода моделирования формы поверхности, 122 изложенного в начале этого раздела, строилась ее цифровая модель для множества последовательных моментов времени, интервал t между которыми был примерно в 10 раз короче периода самого высокочастотного колебания, использовавшегося при построении формы поверхности, т.е. t 0,1 2 . max (5.5) В числовом массиве ординат модельной поверхности определялись точки, в которых выполнялось условие зеркального отражения падающего от источника излучения луча в точку наблюдения. Траекторией считалась совокупность точек в смежных по времени числовых массивах, если разность их абсцисс и ординат не превышала дискрета отсчетов по этим координатным осям. Определялись моменты начала и конца траектории, а затем для всех ее точек проверялось, находятся ли они выше границы тени или затенены какой-либо неровностью поверхности всей трассы. Время, в течение которого вся траектория или ее часть не были затенены, считалась «временем жизни» отражающего элемента. Именно в течение этого промежутка времени в точке наблюдения присутствовал сигнал, переизлученный рассматриваемым элементом, естественно, одновременно с сигналами от других незатененных элементов поверхности, для которых выполнялись условия зеркального отражения луча, исходящего из источника. Сказанное иллюстрирует Рис.5.15, на котором показаны траектории пяти элементов на отрезке трассы длиной 20 м. Сплошными линиями изображены незатененные части траекторий, а штриховыми – находящиеся в тени. Высота траектории, м 0.8 0.6 0.4 0.2 0 4 8 12 16 Длина траектории, м 20 24 Рис.5.15. Траектории переизлучающих элементов поверхности 123 В Табл.5.2 приведены средние значения изменения горизонтальной дальности до точки траекторий (т.е. длины проекции траектории на ось абсцисс), изменения максимальной высоты, средней высоты и среднего «времени жизни» отражающих элементов. Таблица 5.2. Параметры траекторий и «времени жизни» отражающих элементов Характеристики Дальность трассы 3 км, max = 40 м Дальность трассы 3 км, max = 80 м Расстояние до начала участка, м Среднее значение протяженности траектории точки отражения вдоль трассы, м Среднее значение максимального изменения высоты, м Среднее значение высоты точки отражения, м Среднее значение «времени жизни», с 1445 1018 436 291 1440 720 288 144 3,81 4 3,15 1,93 6,48 7,68 5,76 0,8 0,044 0,056 0,05 0,029 0,06 0,079 0,076 0,013 0,233 0,221 0,189 0,167 0,602 0,601 0,601 0,554 1,085 1,117 0,925 0,564 1,24 1,48 1,14 0,267 5.3. Вторичное поле освещенных неровностей морской поверхности В основе используемого нами подхода к описанию электромагнитного поля неровной поверхности в условиях сильных затенений лежит представление его в виде суммы облучающего поля свободного пространства, образованного сферическими или плоскими волнами, и вторичного поля, переизлученного поверхностью. Поскольку в исследуемых нами случаях всегда будет предполагаться, что точка наблюдения находится от любой точки поверхности раздела на расстоянии многих длин волн, все взаимодействия поля с поверхностью можно рассматривать в приближении волновой зоны. Как показано выше, при высоте точки наблюдения, превышающей границу тени, поле, переизлученное неровной границей раздела сред с пространственно-временными характеристиками морской поверхности 124 с ветровыми волнами, может быть представлено как сумма переизлучений множества незатененных вершин неровностей. Поэтому следующим этапом расчета поля является изучение переизлучения радиоволн рассматриваемых нами миллиметровых и сантиметровых диапазонов. В первую очередь проанализируем особенности формы переизлучающего объекта, которым будем считать выпуклую вершину неровности, возвышающуюся над прилежащей к ней поверхностью. Прежде чем перейти к оценке особенностей формы поверхности, отметим, что современное состояние теории рассеяния радиоволн и средств вычислительной математики не позволяют аналитически или численными методами строго решить задачу рассеяния электромагнитных волн границей раздела воздух-вода при произвольных соотношениях размеров неровностей и длины волны излучения. Теоретически обоснован метод приближенного решения, при котором неровности поверхности представляются как суперпозиция ординат двух поверхностей. Одна из них выбирается так, чтобы отражения от нее можно было описать, используя варианты приближения метода возмущений, в частности, метод Рэлея [3, 13], считая в дальнейшем поверхность гладкой, но с некоторыми эквивалентными отражающими свойствами [6]; ее неровности условно именуются мелкомасштабными. Оставшиеся неровности – крупномасштабные – должны допускать применение к описанию отражения от них приближения геометрической оптики [3, 5, 6]. Такой метод расчета рассеяния волн неровными поверхностями широко используется в радиофизике и акустике для расчета рассеяния в широком диапазоне длин волн и при различных условиях облучения поверхности, в том числе в задачах обратного рассеяния. Именно такой подход к разделению неровностей на мелкомасштабные и крупномасштабные (мы наравне с этими названиями будем использовать и понятие «рельефообразующие», хоть оно в литературе чаще используется применительно к сухопутным трассам) необходимо использовать уже на этапе моделирования формы морской поверхности с ветровыми волнами. В качестве количественного критерия для выбора границы разделения неровностей на эти две категории используется значение параметра Рэлея Ri hm sin i , 125 (5.6) где i - угол скольжения падающего (и отраженного) луча в рассматриваемой точке поверхности с крупномасштабными неровностями, hm - среднеквадратическая высота мелкомасштабных неровностей на рассматриваемом участке крупномасштабных неровностей. Очевидно, что применение этого критерия, при таком его определении, практически невозможно. Однако следует учесть, что локальное значение угла скольжения i всегда меньше угловой высоты источника излучения или точки наблюдения по отношению к горизонтальной оси (ось X ) для точки на оси X , соответствующей абсциссе рассматриваемой точки на неровности, т.е. i OR arctg hT , dT (5.7) i OT arctg hR . dR (5.8) здесь hT , hR - высоты излучателя и точки наблюдения, dT , d R - горизонтальные расстояния от точек R и T до точки отражения луча от поверхности неровности. Это позволяет заменить условие малости параметра Рэлея (5.6) при отнесении неровностей к мелкомасштабным более жестким, но легко оцениваемым: hm sin OT 1 , (5.9) hm sin OR 1 . (5.10) Заметим, что условия (5.9) и (5.10) в отличие от ранее приведенного (5.6) допускают отнесение к мелкомасштабным неровностей, среднеквадратическое значение высот которых над рельефообразующей поверхностью существенно превышает длину радиоволны, поскольку в числителях дробей присутствует угол скольжения, составляющий в решаемой нами задаче малые доли радиана. Следствием изложенного выше является вывод о том, что поле над морской поверхностью в рассматриваемой нами области высот, углов скольжения и силы волнения можно представить как сумму поля свободного пространства, если точка 126 наблюдения не затенена каким-либо элементом поверхности, и полей, переизлученных неровностями поверхности. При этом переизлучение может быть однократным и многократным, если рассматриваемый переизлучающий элемент облучается не только полем свободного пространства, а и вторичными волнами, находящимися на расстояниях от первичного источника излучения меньших, чем рассматриваемый. Поскольку в дальнейшем при исследовании случая многократной дифракции мы будем считать, что элементы, рассеивающие поле, находятся друг по отношению к другу в волновой зоне, базовым, с точки зрения теоретического описания, будет предположение о рассеянии сферической (или плоской) электромагнитной волны на выпуклой вершине неровности, сферической в пределах области взаимодействия с полем, характеризующейся радиусом кривизны и высотой точки взаимодействия над средней поверхностью. Согласно [5, 6, 13] такой точкой взаимодействия является точка зеркального отражения луча в геометрической оптике. Она же переходит в точку границы тени. Для выбора метода описания воздействия поверхности раздела на переизлученное поле воспользуемся результатами моделирования формы поверхности вершин неровностей, которые приведены в [14]. Моделирование выполнялось аналогично рассмотренному при анализе статистических характеристик освещенных вершин. Для моделирования были выбраны три значения m , равные 20, 40 и 80 м, условно соответствующие слабому, умеренному и сильному волнению. Высокочастотная граница спектра задавалась равной 3 m , непосредственно для полученной модельной поверхности во всей области углов скольжения проверялось выполнения условия Ri 1 . Рассчитанные по модельной поверхности значения параметров неровностей, усредненных по 20 независимым реализациям формы поверхности, приведены в Табл.5.3. В ней в дополнение к параметрам, аналогичным показанным ранее в Табл.5.1, приведены средние значения радиусов кривизны вершин неровностей. В Табл.5.2 N L - средние значения количества освещенных вершин, их высоты H , радиусы кривизны и расстояний между освещенными гребнями d . Из Табл.5.2, в частности, видно, что усиление волнения, т.е возрастание m , сопровождается ростом радиусов кривизны вершин от значений 8…12 м при m =20 м до 40…50 м при m =80 м и увеличением средних расстояний переизлучающими неровностями с одновременным сокращением их количества. 127 между Таблица 5.3. Параметры освещенных вершин неровностей морской поверхности с ветровыми волнами max , м hT , R , м NL ,м H ,м d,м 20 5 10 20 5 10 20 5 10 20 77,0 153 295 38,9 82,3 140 18 40 71 7,96 8,95 12,4 23,8 17,7 20 39,5 33,3 47,7 0,16 0,13 0,094 0,32 0,25 0,19 0,66 0,5 0,4 24,9 12,6 6,71 49,6 23,2 13,2 95,5 48,6 27 40 80 Главным с точки зрения описания переизлучения морскими вершинами электромагнитных волн является вывод о неприменимости к ним приближения метода касательной плоскости. Условием его использования является неравенство [5] sin (k ) 1 3 3 . 2 (5.11) Например, приняв для оценки порядка величины допустимого угла скольжения значение радиуса кривизны при умеренном волнении ( m =40 м) равным 25 м, получим для длины радиоволны 1 см условие sin >0,04 рад. В средней части трассы протяженностью в единицы километров при высоте корреспондирующих пунктов менее 20 м значения углов скольжения лежат, как правило, в области ниже 0,02 рад, т.е. для них условие представления переизлученного поля, как продукта зеркального отражения от плоских фацетов неправомерно, и его можно использовать только для концевых участков трасс. Как следует из работ [5, 13] в области углов скольжения, соответствующих полутени и неглубокой тени, необходимо учитывать дифракционный механизм распространения электромагнитных волн. Согласно [5, 13, 15], дифрагированное на выпуклой поверхности поле в окрестности границы тени может быть в первом приближении описано как результат дифракции Френеля на границе полуплоскости. Условием правомерности неравенства [5, 8, 15] 128 такой замены является выполнение rT3rR3 , rRT3 C (5.12) где rT , rR - расстояния от точки поверхности до излучателя и точки наблюдения соответственно, rTR - расстояние между точками излучения и приема. Выбор C зависит от требуемой точности при такой замене. Согласно [15] при выборе C =810-3 разница между точным и расчетным значениями множителя ослабления на границе геометрической тени не превышает 1 дБ. В работе [13] показано, что в области полутени переизлученное выпуклой поверхностью поле можно представить как сумму двух полей: одного, отраженного по законам геометрической оптики, второго, описываемого дифракцией Френеля на плоскости с границей, являющейся линией пересечения выпуклой поверхности с нормальной к ней плоскостью. При этом при угле скольжения 0 , равном 0 3 , 2 (5.13) амплитуды обеих волн равны. Дальнейшее уменьшение угла скольжения приводит к падению амплитуды отраженной волны и росту до некоторого предельного значения амплитуды волны, обусловленной дифракцией (ее ряд авторов называет «краевой волной»). При последующем описании поля над поверхностью, создаваемого множеством переизлучающих «переизлучающих вершин неровностей элементов») (в будем дальнейшем использовать для краткости несколько просто упрощающих допущений, часть которых упоминалась ранее. 1) Во-первых, все элементы поверхности находятся в волновой зоне как по отношению друг к другу, так и к точкам излучения и наблюдения, т.е. все расстояния существенно превышают длину радиоволны. 2) Во-вторых, вертикальные размеры переизлучающих элементов и расстояния между ними до источника излучения и точки наблюдения таковы, что всегда выполняется 129 условие дальней зоны, т.е. создаваемую каждым из них волну можно считать сферической. Это допущение требует, чтобы выполнялись следующие неравенства: S2 rTS , S2 rRS , hT , S rTS hR , S rRS (5.14) где rTS , rRS - расстояния до элемента от источника и до точки наблюдения, S - длина проекции элемента на вертикальную плоскость. Эти требования учитывают, что направления облучения и переизлучения образуют в исследуемой нами задаче малые углы с горизонтальной плоскостью. 3) Во всех случаях, когда это не оговорено специально, предполагается однократное возмущение облучающего поля поверхностью. То есть на рассматриваемый переизлучающий элемент падает невозмущенная поверхностью волна и переизлученная волна при распространении до точки наблюдения не подвергается влиянию поверхности. При сделанных выше допущениях поле в точке наблюдения R может быть представлено как сумма волн поля свободного пространства U 0 ( R ) и волн U i ( R ) , переизлученных всеми присутствующими на поверхности трассы незатененными вершинами неоднородностей. Ni U ( R) U 0 ( R ) U i ( R) , (5.15) i 0 где N i - количество активных, т.е незатененных вершин. Нормируя обе части этого выражения на комплексную амплитуду поля свободного пространства, получим эквивалентные (5.15) выражения для множителя ослабления: Ni ( R) U 1 Vi ( R ) , V ( R) U 0 ( R) i 0 U i ( R) . Vi ( R) U 0 ( R) 130 (5.16) (5.17) Учитывая ранее сказанное о двух одновременно действующих физических механизмах формирования поля в зоне полутени, множитель ослабления в ней представим как сумму двух слагаемых: 1) часть, соответствующую отражению в приближении геометрической оптики от поверхности с неровностью, которую будем считать цилиндром радиуса , на которой присутствуют мелкомасштабные неровности [6] Vc FHV ( )q( ) (rT rR ) sin rT rR 2 exp ik (r r r ) , T R TR (5.18) 2) и часть, соответствующую так называемой «краевой волне», являющейся продуктом дифракции Френеля на границе тени q( ) 3 Vk exp i u 2 , 4 2 u 2 Используемые в (5.18) и (5.19) величины u 1. поясняются (5.19) схематическим изображением трассы распространения на Рис.5.16. R T hT 0 S rTS ST S S xS rRS S hR SR xR Рис.5.16. Схема трассы Множитель q 1 введен для учета уменьшения амплитуды переизлученного поля под влиянием мелкомасштабной составляющей неровностей поверхности. Физически присутствие этих неровностей на поверхности означает, что часть облучающего поверхность поля рассеивается в пространство хаотично в направлениях, далеких от соответствующих зеркальному. Методов расчета характеристик рассеянного ими поля в настоящее время не существует, но теоретические и экспериментальные 131 оценки показывают, что интенсивность его практически во всех областях пространства существенно ниже, чем при отражении от поверхности с крупномасштабными неровностями, а распределение по направлениям близко к изотропному [16, 17]. Уменьшение амплитуды поля, отраженного от поверхностей крупномасштабных элементов, обусловленное рассмотренным явлениям, согласно [6] может быть учтено уменьшением значений коэффициента Френеля, соответствующего каждой точке поверхности крупномасштабной неровности на коэффициент qi exp(2k 2 hi2 sin 2 i ) , (5.20) где hi - среднеквадратическое значение высоты мелкомасштабных неровностей, i локальное значение угла скольжения относительно плоскости, касательной к поверхности крупномасштабной неровности, в точке отражения (точка S на Рис.5.16). Как показано в [2], введением такого же множителя можно учесть и уменьшение амплитуды волн краевой дифракции вследствие искаженной формы границы тени мелкомасштабными неровностями. 5.4. Поле над морской поверхностью с ветровыми волнами. Освещенная область пространства С использованием зависимостей (5.15)…(5.20) для разных значений параметров, характеризующих силу волнения, были рассчитаны зависимости амплитуды напряженности поля от высоты точки излучения, наблюдения и расстояния между ними, а также роль в формировании поля неровностей, находящихся на разных удалениях. Пример зависимости от дальности амплитуд полей, переизлученных вершинами неровностей как в результате отражения от них в приближении геометрической оптики, так и дифракции Френеля, приведен на Рис.5.17 из нашей работы [14]. Кривые соответствуют волнам разной природы: краевым волнам дифракции Френеля и волнам, отраженным от цилиндрических поверхностей при горизонтальной и вертикальной поляризациях облучения. На рисунке приведены зависимости для двух значений высот мелкомасштабных неровностей h =0 (гладкая поверхность) и h =2 см: 1 – амплитуда дифракционной составляющей; 2 – амплитуда 132 отражений от цилиндра (горизонтальная поляризация, амплитуда шероховатостей 0 см); 3 – амплитуда отражений от цилиндра (горизонтальная поляризация, амплитуда шероховатостей 2 см); 4 – амплитуда отражений от цилиндра (вертикальная поляризация, амплитуда шероховатостей 0 см); 5 – амплитуда отражений от цилиндра Нормирванные амплитуды переизлученных сигналов (вертикальная поляризация, амплитуда шероховатостей 2 см). 0.3 , 0.2 , 2 0.1 , 4 1 3 5 0 0 400 800 1200 1600 Дальность трассы, м 2000 Рис.5.17. Распределение по дистанции амплитуд волн, переизлученных вершинами (краевые волны, отраженные цилиндрами при двух значениях высот неровностей для горизонтальной и вертикальной поляризаций) Зависимости для полей волн, отраженных от гладких цилиндрических гребней, приведенные на Рис.5.17, обладают теми же характерными особенностями, что и полученные в работах [3, 8] в рамках приближения касательной плоскости: для них характерно резкое возрастание интенсивности переизлучения элементами, расположенными на концевых участках трассы. Картина резко меняется при учете мелкомасштабных неровностей, практически полностью устраняющих этот эффект, что хорошо видно из сравнения кривых 2 ( h =0) и 3 ( h =2 см) Рис.5.17. К подобному эффекту приводит и учет влияния вертикальной поляризации за счет быстрого уменьшения модуля коэффициента Френеля при росте угла скольжения более угла Брюстера (кривые 2 и 4). В центральной части трассы (дистанции от 400 до 1600 м) интенсивности всех отражений практически совпадают. В отличие от отраженных волн, вклад краевых волн монотонно возрастает при приближении к середине трассы (более полный анализ показывает, что их вклад максимален из области, окружающей точку стационарной фазы); на это обстоятельство ранее указывалось в нашей работе 133 [18]. Еще одной особенностью является сильная зависимость интенсивности отраженных волн (в отличие от краевых) от радиусов кривизны облучаемых гребней, что приводит к явно выраженной нестационарности зависимостей амплитуд элементарных волн и суммарного поля всех рассеивателей от координат точки наблюдения, т.е. ее положения по дистанции и высоте. Поэтому для достаточно наглядного представления необходимо использовать характеристики, полученные путем усреднения по большому числу независимых реализаций рассеивающей поверхности. На Рис.5.18 для тех же исходных данных приведена зависимость амплитуды полного поля, т.е. суммы поля свободного пространства и поля переизлучения от всей трассы (как и ранее раздельно для полей разной природы), от высоты точки наблюдения: 1 – отражения от цилиндров (горизонтальная поляризация, амплитуда шероховатостей 0 см); 2 – отражения от цилиндров (горизонтальная поляризация, амплитуда шероховатостей 2 см); 3 – отражения от цилиндров (вертикальная поляризация, амплитуда шероховатостей 0 см); 4 – отражения от цилиндров (вертикальная поляризация, амплитуда шероховатостей 2 см). Нормированные амплитуды 2 3 1.6 , 2 1 4 , 1.2 , 0.8 , 0.4 5 6 7 8 9 10 Высоты корреспондирующих пунктов, м Рис.5.18. Зависимость амплитуд полного поля от высот корреспондирующих пунктов (трасса симметричная) Более представительными являются характеристики, полученные при усреднении первичных данных о полях по большому ансамблю данных для независимых реализаций формы поверхностей. В нашей работе [14] такое усреднение 134 производилось по 20 реализациям. Полученные результаты иллюстрируются Рис.5.19 и Рис.5.20. U 1 1 , 0.1 2 , 0.01 4 3 0.001 , 0 200 400 600 Дистанция, м 800 1000 Рис.5.19. Распределение по длине трассы нормированных эффективных значений напряженности поля, переизлученного гребнями морских волн На первом из них показаны нормированные на поле свободного пространства зависимости от дистанции эффективных значений приходящих в точку приема полей при высоте как излучателя, так и приемника 5 м для длины волны максимума спектра морского волнения max =20 м; поскольку трасса симметричная, на графиках показана только половина полной дистанции. Кривые 1 и 2 соответствуют горизонтальной поляризации поля при ”гладкой” поверхности без мелкомасштабной составляющей (кривая 1) и при наличии последней со среднеквадратической высотой неровностей 2 см (кривая 2). Кривые 3 и 4 относятся к вертикальной поляризации поля. Четко наблюдается существенное (более 10 дБ) уменьшение переизлучения с концевого участка трассы под влиянием мелкомасштабной составляющей и при вертикальной поляризации (в последнем случае вследствие уменьшения коэффициента Френеля при углах скольжения, превышающих угол Брюстера). На Рис.5.20 аналогичные зависимости приведены для когерентных и некогерентных составляющих поля, обусловленных дифракцией на неровностях либо отражением от них. Кривая 1 – когерентная составляющая поля краевых волн, кривая 2 – когерентная составляющая отражения от «гладких» цилиндрических 135 неровностей при горизонтальной поляризации, кривая 3 – то же, что и кривая 2, но при наличии мелкомасштабной составляющей с hi =2 см, кривая 4 - некогерентная составляющая отражения от гладкой цилиндрической поверхности при горизонтальной поляризации. U 0.1 , 2 4 1 0.01 , 3 0.001 , 0.0001 , 0 200 400 600 Дистанция, м 800 1000 Рис.5.20. Распределение по дистанции нормированных эффективных значений напряженности переизлученных полей различной природы Из графиков Рис.5.20 хорошо видно, что источником когерентной составляющей переизлучения является средняя часть трассы, причем значительная его часть обусловлена дифракцией («краевые волны»), а некогерентная является результатом геометрооптического отражения от цилиндрических элементов на концевых участках трассы. К аналогичному эффекту приводит использование вертикальной поляризации за счет уменьшения коэффициентов Френеля для отражения от морских волн при углах скольжения порядка или более угла Брюстера. Представление комплексной амплитуды поля в форме (5.15) и (5.16) означает, что к рассматриваемому нами случаю вполне правомерно принять понятие многолучевого распространения радиоволн над поверхностью моря. Одной из наглядных характеристик, используемой для описания его влияния на работу систем определения угловых координат источников излучения (в нашем случае) и целей, является угловой спектр поля, приходящего в апертуру приемной (пеленгационной) антенны. 136 Угловой спектр в исследуемом нами двухмерном случае является Фурьепреобразованием зависимости комплексной амплитуды поля от высоты (т.е. как функции от ординат) по волновому числу k y k cos y k sin , где - угол падения поля. G (k y ) 1 U ( y ) exp(ik y y )dy , 2 k y k cos k sin 2 (5.21) Поскольку в исследуемом нами случае отклонение углов прихода от горизонтального для всех сигналов, переизлученных неровностями поверхности, имеют малую величину, то sin , и (5.21) практически совпадают с Фурьепреобразованием по углу прихода волн. Примеры полученных по результатам наших модельных расчетов угловых спектров приведены на Рис.5.21. По оси ординат отложены интенсивности спектральной плотности в децибелах, а по оси абсцисс – углы прихода в миллирадианах. Отрицательные углы прихода на графиках соответствуют физике явления: все переизлучающие элементы поверхности находятся ниже прямой, соединяющей излучатель и точку наблюдения, которая при принятом для моделирования условии hR hT является горизонтальной. Кривая 1 соответствует полю свободного пространства, кривая 2 - горизонтальной поляризации облучения, мелкомасштабные неровности поверхности отсутствуют, кривая 3 - то же, что и кривая 2, но при среднеквадратическом значении высоты мелкомасштабных неровностей 2 см, кривые 4 и 5 – то же, что и для кривых 2 и 3, но при вертикальной поляризации облучения. Из графиков видно следующее: - область наиболее интенсивных отражений имеет угловую ширину в вертикальной плоскости 10–20 мрад при высоте корреспондирующих пунктов 5 м, возрастающую до 30–40 мрад при увеличении этой высоты до 20 м; - максимум интенсивности приходится на область, окружающую направление зеркального отражения от отсутствующей в используемой модели в явном виде плоскости, соответствующей некоторой средней высоте переизлучающих элементов; - количество лепестков углового спектра и положение их максимумов не отражают количество переизлучающих элементов неровной поверхности; 137 - присутствие мелкомасштабных неровностей поверхности приводит к снижению интенсивности переизлучения, причем наиболее сильно ослабляются отражения от участков трассы, соответствующим наибольшим средним углам скольжения. 0 Угловой спектр, дБ 1 -10 2 -20 4 -30 3 5 -40 -50 -100 -80 -60 -40 Угол прихода, мрад -20 0 а) Угловой спектр, дБ 0 1 2 3 -10 4 5 -20 -30 -40 -50 -100 -80 -60 -40 Угол прихода, мрад -20 0 б) Рис.5.21. Угловые спектры над поверхностью моря с ветровыми волнами с m = 40 м: а) высота излучателя и центра приемной антенны 5 м; б) высота излучателя и центра приемной антенны 20 м Спадание спектральной плотности при углах прихода, близких к горизонту, особенно сильно выраженное на графиках, относящихся к высотам корреспондирующих пунктов 20 м, имеет простое объяснение. Как следует из [3, 5] при углах падения, соответствующих концевой области трассы, вследствие малости наклонов квазиплоских элементов («фацетов»), отражения от них в направлениях, близких к горизонту, практически отсутствуют. Краевые волны, обусловленные дифракцией Френеля на гребнях, также имеют малую амплитуду из-за близких к 90º значений углов дифракции. 138 5.5. Поле над поверхностью при многократной дифракции Все результаты, полученные выше, относятся к условиям, когда на участках трассы «источник – рассеиватель» и «рассеиватель – точка наблюдения», на распространение электромагнитной волны не оказывают влияние ни неровности поверхности раздела, ни неоднородности приводного слоя тропосферы. Ниже мы рассмотрим в некотором смысле противоположный случай, когда при распространении от источника до точки наблюдения поле неоднократно взаимодействует с возвышениями поверхности, а именно характерными для морского волнения гребнями волн. Будем полагать, что для всех гребней волн выполняется неравенство 0 , (5.22) т.е. доминирует дифракционный механизм взаимодействия волны с вершинами и необходимо представлять поле за каждым из гребней как результат дифракции Френеля падающей на него цилиндрической волны (как указывалось ранее, мы рассматриваем двумерную задачу), многократной дифракции. Все являющейся расстояния, как продуктом и ранее, предшествующей будем считать соответствующими дальней зоне. Условием, при котором необходим учет многократного взаимодействия радиоволны с гребнями волн, является неравенство arctg aФ1 . 2d d (5.23) Здесь aФ1 - радиус первой зоны Френеля для излучателя на расстоянии d от него. Как показано в [19], при параметрах волн, соответствующих Табл.5.3, условие представления переизлученного каждым гребнем волны поля выполняются. Таким образом, в СМ и ММ диапазонах радиоволн даже при слабом волнении можно использовать дифракционный подход к описанию поля на малых высотах. Предполагая, что выполняется неравенство (5.12), заменим реальную поверхность с ветровыми волнами системой параллельных полуплоскостей с горизонтальными прямолинейными границами, перпендикулярными направлению распространения 139 волны. Решать задачу дифракции будем в приближении Кирхгофа, т.е. считать поле на теневой стороне экрана равным нулю. Основанием для такого приближения, используемого авторами большинства работ по многократной дифракции, в частности [19 - 23], является то, что расстояния между границами экранов и до точки наблюдения во много раз (более 100) превышают длину волны, а углы дифракции очень малы (единицы миллирадиан). Модель для двумерного случая представления поля в точке приема как продукта многократной дифракции и приближения Кирхгофа на множестве полуплоскостей представлена в виде, показанном на Рис.5.22. На нем высоты излучателя hT , приемника hR и всех границ экранов отсчитываются от оси Х, положение которой выбрано так, чтобы по отношению к ней выполнялось условие N h n 1 n 0. (5.24) R(D,hR) T(0,hT) hn x dT dn D dR n=N Рис.5.22. Схема трассы с многократной дифракцией В общем случае экраны не предполагались эквидистантными и равновысокими, в широких пределах могли варьироваться и расстояния от крайних экранов до концов трассы. При численном интегрировании использовался подход, примененный в работе [19], позволяющий без существенного снижения точности ограничить область интегрирования по высоте отрезком, равным малому числу диаметров первой зоны Френеля в месте расположения соответствующей полуплоскости. Поле над 1-м экраном представляло собой поле свободного пространства exp jkr U 0 (r ) , r 140 (5.25) где r - расстояние до исследуемой точки над экраном. Поле над n 1 экраном в точке y j e 4 U n 1 ( y ) 2 ' En ( y ) hn e jkr (cos cos )dy ' , r (5.26) r d 2 ( y y ' )2 , (5.27) 2 d , k , r (5.28) cos где d - расстояние между экранами n и n 1 , hn - высота n -го экрана, - угол скольжения, y - текущая высота над n 1 экраном, y ' - текущая высота над n -м экраном, - длина радиоволны. Область интегрирования yc Nd tg N d 1 , 2 cos (5.29) где N - число экранов, - допускаемая ошибка (если 0,1, то ошибка составит 10%). Анализ выражения показывает, что область интегрирования начинает резко возрастать при увеличении точности расчетов (уменьшении ) и при увеличении угла скольжения. Ограничение интегрирования конечной величиной приводит к разрыву в области интегрирования и нежелательным ошибкам в расчетах. При этом для исключения артефактов, возникающих из-за наличия второй (в нашем случае верхней) границы интегрирования под интеграл вводится дополнительный множитель типа функции Гаусса, формирующий плавное спадание поля на верхнем пределе интегрирования (суммирования). ( y ' ) 1, y ' yc ( y ' yc ) 2 ' ( ) exp y , 2 w ( y ' ) 0 y ' y 3w c 141 yc y ' yc 3w , (5.30) где w d - ширина по высоте переходной области интегрирования для сглаживания краевых эффектов. Шаг интегрирования определялся как d tg , q (5.31) где q - целое число, выбираемое так, чтобы . При увеличении угла скольжения для получения непрерывной первой производной исследуемого поля приходилось уменьшать шаг интегрирования до величины 4 . Использование такого приема позволило, например, обеспечить выполнение расчета поля при дифракции на 20 экранах с погрешностью менее единиц процентов за время порядка десятков минут на компьютере средней мощности. При геометрии трассы, когда обеспечивалось выполнение критерия (5.23), для расчета поля использовалось асимптотическое приближение, при котором поле в точке R (приемник) представлялось суммой полей цилиндрических волн, переизлученных границами всех экранов. Ранее в работе [24] для этой области ряд интересных зависимостей получен аналитическими методами, численный метод позволил уточнить ряд из них. Рассмотрим результаты расчета поля вблизи поверхности. Для выяснения основных закономерностей с целью упрощения и ускорения вычислений рассматривалась система эквидистантных равновысоких экранов, расстояние между которыми варьировались в пределах от 10 до 50 м, что соответствует применительно к задаче распространения радиоволн над морем волнению в прибрежной зоне при силе ветра 3-7 м/с. Расчетная длина радиоволны была принята равной 1 см, полная длина трассы D=550 м, а высоты корреспондирующих пунктов лежали в пределах 0-4 м. Это соответствовало максимальному значению угла скольжения 14,5 мрад (около 0,8) и позволяло охватить частично и область применимости асимптотического приближения. На Рис.5.23 приведены типичные зависимости множителя ослабления W hR от высоты точки наблюдения при нескольких значениях высоты точки излучения hT и двух значениях числа экранов: N=10 и N=20. 142 2 1.6 , 2 , 1.2 , 0.8 1 , 0.4 0 0 1 2 hR, м 3 4 Рис.5.23. Зависимость множителя ослабления от высоты точки наблюдения при дифракции на 10 экранах (сплошная кривая), 20 экранах (штриховая кривая) и при интерференции на плоской шероховатой границе раздела с h =10 см (штрих-пунктир). Длина волны 1 см, расстояние между экранами 50 м, длина трассы 550 м: 1- hT =0 м; 2- hT =2 м Напомним, что множителем ослабления поля называется величина W hR ER hR E0 hR , (5.32) где E0 hR - абсолютная величина (модуль) поля свободного пространства в точке приема; ER hR - абсолютная величина поля в той же точке с учетом влияния условий распространения, в нашем случае дифракции на множестве экранов. Значения параметров, при которых рассчитаны кривые, приведены под рисунком. Для сравнения на этом же графике показан множитель ослабления, рассчитанный по [11], который имел бы место при распространении не над системой экранов, а над в среднем плоской шероховатой поверхностью со среднеквадратической высотой неровностей 10 см. Анализ результатов численных расчетов позволяет сделать ряд выводов о свойствах множителя ослабления, иллюстрируемых графиками Рис.5.23. Во-первых, начиная примерно с N=4 (на рисунке приведены кривые для N=10 и N=20) при изучавшемся диапазоне изменения расстояний между экранами и длине волны, возрастание числа экранов не приводит к существенному изменению вида множителя 143 ослабления при близкой к нулю высоте источника излучения; этот вывод согласуется с результатами работы [19]. Во-вторых, в области высот, соответствующих условию (5.23) высотная зависимость множителя ослабления подобна той, которая имеет место при интерференционном механизме над плоской поверхностью раздела. В третьих, при высотах точки наблюдения, близких к нулевым, множитель ослабления при дифракции существенно превышает значения, следующие из расчетов для интерференции над плоской поверхностью, что объясняет экспериментальные данные работ [25, 26] без неоправданных искусственных приемов, например, существенного завышения среднеквадратической высоты неровностей. Область малых высот представляет в нашем случае особый интерес. В качестве количественного критерия «малой высоты» будем использовать условие, что точка наблюдения находится ниже верхней границы полутени (т.е. на границе первой зоны Френеля), образуемой ближайшим к ней (к точке наблюдения) экраном h hRL aф1 d R hT dR hT . dR D dR 2 D dR (5.33) Для приведенных на Рис.5.23 графиков значения hRL составляют около 0,5 м для кривых 1 и 0,3 м для кривых 2. Эта область зависимостей множителя ослабления от высоты точки наблюдения показана на Рис.5.24 для высот точки излучения 0 м, 0,5 м и 2 м. На этом же рисунке кривыми 4 и 5 показаны зависимости множителя ослабления для условий, когда на всей трассе имеет место интерференционное формирование высотной структуры поля. Из графиков видно, что в области малых высот при дифракционном механизме происходит существенное возрастание напряженности поля по сравнению с интерференционным случаем; на уровне вершин неровностей это превышение в нашем примере составляет около десяти. Рассмотрим далее влияние на множитель ослабления расстояния от точки наблюдения до ближайшего к ней экрана и высоты последнего; очевидно, при симметричной трассе таким же будет и влияние положения первого экрана по отношению к точке излучения. Расчеты показали, что определяющим при этом является положение края экрана относительно геометрической границы тени, создаваемой предшествующей системой экранов. 144 2 , 1.6 4 , 1.2 2 5 , 0.8 3 , 0.4 1 0 0 , 0.2 , 0.4 hR, м , 0.6 , 0.8 1 Рис.5.24. Зависимости множителя ослабления от высоты точки наблюдения при интерференционном и дифракционном механизмах распространения радиоволн. Длина волны 1 см, длина трассы 550 м, расстояние между экранами 50 м число экранов 10: 1-дифракционный механизм, hT =0 м; 2-дифракционный механизм, hT =0,5 м; 3- -дифракционный механизм, hT =2 м; 4- интерференционный механизм с h =10 см и hT =2 м; 5- интерференционный механизм с h =10 см и hT =0,5 м Ниже этой границы влияние экрана мало, но выше ее - быстро возрастает, и при высоте над границей тени порядка радиуса первой зоны Френеля (с фокусом в точке наблюдения) нижняя область множителя ослабления практически определяется дифракцией на этом экране. Сказанное видно из Рис.5.25. На нем при дифракции на 10 экранах для длины волны 1 см и дальности трассы 550 м приведены зависимости множителя ослабления от высоты точки наблюдения при нескольких значениях расстояния от нее до ближайшего экрана (расстояние d R Рис.5.22) и от его высоты, а также от высоты экрана в центре трассы (кривая 6). Расстояния между всеми экранами были одинаковыми и при расчетах принимались равными 50 м. Кривая 1 Рис.5.25 соответствовала случаю, когда границы всех экранов и точка излучения лежали на одной прямой, совмещенной с осью абсцисс, кривая 2 – когда граница ближайшего к точке наблюдения экрана, отстоящего от нее на 50 м, была на 50 см ниже оси абсцисс, т.е. границы геометрической тени. Видно, что при этом в области границы тени и ниже нее имеет место возрастание уровня поля по сравнению с исходной ситуацией (кривая 1). При превышении кромкой этого экрана общей геометрической границы тени (в рассматриваемом примере на 50 см – кривая 3) появляется дополнительное ослабление поля в области, соответствующей полутени и тени от этого экрана, выше которой наблюдаются осцилляции, характерные для дифракции на полуплоскости. 145 1 6 3 , 0.1 2 1 5 4 , 0.01 , -0.5 0 , 0.5 hR, м 1 , 1.5 2 Рис.5.25. Влияние на высотную зависимость множителя ослабления положения на трассе и высоты одного из экранов (или отдельного экрана), hT =0 м, Номер Номер экрана с Расстояние от экрана c Высота кривой варьируемыми варьируемыми экрана, м параметрами параметрами до точки наблюдения, м 1 10 50 0 2 10 50 -0,5 3 10 50 0,5 4 10 10 0 5 10 10 0,5 6 5 300 0,5 Все эти особенности выражены тем более резко, чем меньше расстояние от последнего экрана до точки наблюдения. Сказанное видно из сравнения кривых 1, 3 и 4, 5. Кривые 4 и 5 соответствуют высотам экрана 0 м и 50 см при расстоянии от него до точки наблюдения 10 м. Значительно слабее проявляется влияние экрана, расположенного в средней части трассы. Так при высоте экрана №5, равной 50 см (кривая 6, Рис.5.25), в области высот точки наблюдения, ниже нее, множитель ослабления практически совпадает с исходным (кривая 1). Более детальный анализ показывает, что при близких к нулю высотах источника излучения влияние экранов, расположенных в средней части трассы, становиться существенным, когда их высота приближается к значению радиуса первой зоны Френеля для трассы излучатель-экран-точка наблюдения. Рис.5.26 дополняет Рис.5.25, представляя зависимости множителя ослабления от высоты тех же двух экранов (последнего, т.е. №10 и №5 в средней части трассы) при ее изменении в пределах от −50 см до +100 см для двух значений высоты точки наблюдения (0 и 50 см). Из сравнения кривых 1 и 3 с кривыми 2 и 4 хорошо видно 146 возрастание крутизны зависимости множителя ослабления от высоты экрана при приближении к нему точки наблюдения, а также практически полное отсутствие влияния экрана в средней части трассы при таком же изменении его высоты (кривые 5 и 6). 1 6 3 0.1 , 5 1 4 2 , 0.01 -80 -40 0 40 80 Высота экрана (над остальными), см 120 Рис.5.26. Зависимость множителя ослабления от высоты экранов, расположенных в разных частях трассы, hT =0 м, Номер Номер экрана, Расстояние от последнего Высота кривой изменяющего экрана до точки точки свою высоту наблюдения, м наблюдения, м 1 10 50 0 2 10 10 0 3 10 50 0 4 10 50 0,5 5 5 10 0,5 6 5 50 0,5 Доминирующее влияние ближайшей вершины неровности (в случае морского волнения гребня волны) на сигнал в низкорасположенной точке приема означает, в частности, что именно особенности движения и изменения высоты этого гребня будут определять характеристики флуктуаций принятого сигнала, а не результат сложения множества элементарных волн, как это имеет место в области углов скольжения, где применимы приближения работ [6, 27]. Напомним, что все, сделанные выше выводы, относятся к случаю малой высоты источника излучения. Когда с ростом высот корреспондирующих пунктов длина продольной оси первой зоны Френеля в плоскости границ экранов становится меньше длины области, занятой системой экранов, начинает ослабевать роль концевых 147 участков и возрастать влияние экранов, входящих в первую и ближайшие к ней зоны Френеля на плоскости, в которой лежат границы экранов (здесь, как указывалось в начале, рассматривается система эквидистантных равновысоких экранов). Одновременно, как уже отмечалось при описании Рис.5.24, вид высотной зависимости приближается к характерному для интерференции поля свободного пространства с зеркально отраженным от эквивалентной плоской границы раздела – плоскости границ экранов. Расчеты многократной дифракции для высот точки излучения 4 м, обеспечивающих выполнение неравенства (5.23), показали, что исключение концевых участков протяженностью 200 м и 120 м не приводит к существенному изменению высотной зависимости множителя ослабления (отмечено даже незначительное его возрастание). Подобие высотных зависимостей множителей ослабления при интерференционном механизме и многократной дифракции позволяет ожидать, что при существенном отличии высот точек излучения и наблюдения основное влияние на поле будет оказывать участок трассы, прилежащий к низкорасположенному пункту. На реальных трассах протяженностью в несколько километров при высоте одного из корреспондирующих пунктов более 10 м, что соответствует практическим условиям работы многих радиосистем, к распространению над значительной частью трассы правомерно применять лучевые методы описания поля над поверхностью, представляя его как результат интерференции полей свободного пространства и отраженного поверхностью, т. е. многолучевой подход. И только к конечному участку трассы, прилежащему к низкорасположенному пункту, для которого, в особенности с учетом сферичности Земли, углы скольжения становятся менее ограничиваемых условием (5.11), следует применять дифракционное описание. Отмеченное ранее превращение при определенной геометрии трассы высотной структуры поля, являющегося продуктом многократной дифракции, в структуру, совпадающую с интерференционной, является аргументом в пользу такого комбинированного метода описания. Результаты его применения к трассе длиной 1,5 км, первые 500 м которой формируют интерференционную структуру поля, являющуюся «входной» для концевого участка трассы с дифракционным механизмом (экраны эквидистантные, равновысокие, количеством 20 штук), показаны на Рис.5.27. 148 10 1 2 1 0.1 , 4 3 , 0.01 , 0.01 0.1 , hR, м 1 10 Рис.5.27. Множитель ослабления на трассе с интерференционным и дифракционным участками. Длина волны 1 см, число экранов 20, расстояние между экранами 50 м, длина трассы 1500 м. 1составная трасса, гладкая поверхность; 2- составная трасса, h =10 см; 3- плоская гладкая поверхность; 4- плоская поверхность, h =10 см Считалось, что начальный участок трассы представляет собой плоскую гладкую или шероховатую поверхность, формирующую интерференционную высотную структуру поля на границе первого из 20 экранов. На Рис.5.27 кривые 1 и 2 показывают значения множителя ослабления на такой составной трассе в функции высоты точки наблюдения, а кривые 3 и 4 – его значения, которые имели бы место, если бы на всей трассе граница раздела оставалась бы плоскостью. Высота источника излучения принималась равной 2 м, а среднеквадратическая высота неровностей составляла 0 м (гладкая поверхность) или 10 см. Из Рис.5.27 видно, что выше первого интерференционного максимума сохраняется интерференционная высотная структура, а в области малых высот, соответствующих условию (5.23), значения множителя ослабления на порядок и более превышают значения, предсказываемые интерференционной моделью. Эффект возрастания поля вблизи поверхности под влиянием дифракционного механизма, фактически являющегося вариантом «усиления препятствием» из работ по распространению радиоволн в гористой местности (см., например, работы [20, 21]), иллюстрирует Рис.5.27. Из него видно, что наличие вблизи от точки наблюдения участка с дифракционным механизмом распространения приводит к существенному (при принятых для расчета данных в 5…10 раз) возрастанию уровня поля вблизи нулевых высот. 149 Сравним высотные зависимости множителя ослабления, полученные в рамках рассматриваемой модели с экспериментальными данными. Для этого воспользуемся результатами работы [26], в которой исследовались, в том числе и высотные зависимости множителя ослабления. Опыты проводились над морем со средним значением среднеквадратического отклонения высот морского волнения около 0,1 м на дистанции 14,5 км. На Рис.5.28 представлены расчетные и экспериментальные зависимости множителя ослабления для длины волны 3,2 см. , 1.2 5 4 Высота приемника, м 1 , 0.8 , 0.6 0.4 , 3 0.2 , 1 2 -50 -40 -30 -20 Множитель ослабления, дБ 0 -60 -10 0 Рис.5.28. Высотные зависимости множителя ослабления для дальности 14,5 км, длина волны горизонтальная поляризация, данные эксперимента; 3,2 см, высота источника 13 м. вертикальная поляризация, данные эксперимента; 1 - расчетная интерференционная кривая для эквивалентного радиуса Земли 8500 км; 2- расчетная интерференционная кривая для плоской Земли; 3 - расчетная дифракционная кривая для плоской Земли; 4 - расчетная дифракционная кривая для эквивалентного радиуса кривизны 8500 км; 5 - расчетная кривая для комбинированной (интерференционный и дифракционный механизм формирования поля) трассы с эквивалентным радиусом Земли 8500 км Этот рисунок дополнен тремя расчетными штрих- и штрихпунктирными кривыми. Сплошные кривые Рис.5.28 представляют собой рассчитанные по интерференционным формулам значения множителя ослабления. Данные, относящиеся к эксперименту, показаны значками и соединены между собой тонкими линиями, что означает измерения в течение одного дня, т.е. в неизменных условиях. Из Рис.5.28 видно, что интерференционная зависимость множителя ослабления для эквивалентного радиуса кривизны Земли 8500 км лежит вне области экспериментальных значений и дает по сравнению с данными эксперимента более низкие значения множителя ослабления (тонкая сплошная кривая Рис.5.28). Лучшее совпадение с экспериментом дает кривая множителя ослабления, полученная по интерференционной формуле для 150 плоской Земли (утолщенная сплошная кривая Рис.5.28), но для дистанций 14,5 км кривизной Земли нельзя пренебрегать (заход за линию горизонта на данной дистанции составляет около 12,4 м). Гораздо лучшее соответствие эксперименту дают кривые множителя ослабления, полученные для дифракционного или смешанного интерференционнодифракционного механизма формирования поля. Штриховые и штрихпунктирная кривые Рис.5.28 показывают высотную зависимость множителя ослабления для плоской Земли при дифракции на 50 экранах. Экраны располагались через 30 м (среднеквадратическое отклонение положения экранов 3 м), их высоты были распределены по нормальному закону с h =0,1 м. Расстояние между последним экраном и приемником составляло около 30 м. Экраны располагались на трассе ближе к приемнику, т.е. первый экран располагался на дальности около 1300 м, последний – 1470 м. Штриховая линия с длинными штрихами показывает высотную зависимость множителя ослабления для дифракционного механизма распространения радиоволн и получена для тех же условий, что и штрихпунктирная, но с учетом кривизны Земли для эквивалентного радиуса 8500 км. И, наконец, высотная зависимость множителя ослабления, показанная штрихпунктирной линией с короткими штрихами, получена для смешанного механизма. Поле над первым экраном получено как результат интерференции и дальше идет расчет дифракции на последовательности 50 экранов. При этом учитывается и кривизна Земли для стандартной рефракции. Все три дифракционные кривые лежат в области изменения экспериментальных данных. Необходимо также отметить, что расчеты с дифракционным механизмом формирования поля, в отличие от интерференционного, не дают нулевых значений множителя ослабления на нулевой высоте (см. Рис.5.28). Таким образом, проанализированы особенности множителя ослабления поля на высотах, сравнимых с неровностями поверхности, путем представления поля как продукта дифракции на множестве непрозрачных экранов (полуплоскостей) с границами, перпендикулярными направлению распространения радиоволн. Показано, что применение такого подхода правомерно в области малых углов скольжения и малых высот одного из корреспондирующих пунктов, т. е. в области полутени, когда не выполняются предпосылки методов касательной плоскости и малых возмущений; их использование приводит к результатам, 151 противоречащим существующим экспериментальным данным. Основные результаты анализа численными методами следующие. Множитель ослабления поля с уменьшением высоты точки наблюдения в зоне полутени убывает значительно медленнее, чем при интерференционном представлении поля над поверхностью, оставаясь существенно отличным от нуля на границе геометрической тени и ниже ее. Это свойство сохраняется и в том случае, когда участку трассы с дифракционным механизмом предшествует участок с интерференционным механизмом формирования поля. При этом в результате действия дифракционного механизма множитель ослабления в области полутени оказывается значительно выше, чем без учета дифракционного участка трассы, даже в случае, когда интерференционный множитель ослабления на границе первого экрана равен нулю. При малой высоте обоих корреспондирующих пунктов (условием малости является неравенство (5.33), начиная с числа экранов равного 4…5, дальнейшее их увеличение слабо влияет на вид высотной зависимости множителя ослабления во всей области полутени. На множитель ослабления в области полутени сильное влияние оказывает удаленность от точки наблюдения и высота ближайшего к ней экрана; те же параметры экранов, находящихся в средней части трассы, оказывают существенно более слабое влияние, чем крайние. Это, в частности, означает, что в реальных условиях распространения, например, над поверхностью моря с ветровыми волнами свойства флуктуаций сигналов при приеме в точке на малой высоте над поверхностью будут, в первую очередь, зависеть от особенностей пространственно-временной структуры неровностей на расстояниях порядка длины энергонесущей морской волны от антенны. В области, выше границы полутени, зависимость множителя ослабления от высоты по форме становится подобной интерференционной, сближаясь с ней при дальнейшем росте высот. Подобно случаю действия интерференционного механизма формирования поля здесь возрастает роль экранов, входящих в первые зоны Френеля на плоскости, в которой лежат границы экранов. О дальнейшей плавной трансформации структуры поля в интерференционную со всеми характерными для нее свойствами свидетельствуют расчеты с использованием асимптотического приближения для описания поля дифракции, в частности, результаты нашей работы [24]. Этот вывод объясняет, почему ряд результатов, например, расчетные зависимости 152 для коэффициента отражения от шероховатой поверхности работ [6, 27] удается использовать для описания экспериментальных данных в области малых высот, где они не применимы по причинам, изложенным в начале этого раздела. 5.6. Моделирование влияния морской поверхности на ошибки измерения азимута Запросы практики, в первую очередь разработка радиосистем управления высокоточным оружием, обусловили интенсивные исследования влияния на их работу особенностей распространения радиоволн, в частности, над морской поверхностью. Уже в пятидесятые годы прошлого столетия практика использования радиолокационных станций метрового и дециметрового диапазонов показала, что при углах места целей, менее радиолокационного полуширины диаграммы направленности ошибки измерения угловых координат практически делают неэффективным, в частности, огонь зенитной артиллерии по маловысотным целям. Причиной этого, распространение как тогда радиоволн было над установлено поверхностями [8], является моря и многолучевое суши. Наиболее значительными были ошибки измерения угла места целей, составлявшие доли ширины диаграммы направленности. Ошибки измерения азимута были существенно меньше, обычно они не превышали единиц угловых минут, но и такие точности не удовлетворяли разработчиков систем высокоточного оружия. Ниже в приближении дифракции Френеля оцениваются ошибки измерения азимута при дифракции на границе непрозрачного экрана, причем, в отличие от наиболее часто исследуемого случая, когда плоскость экрана перпендикулярна линии визирования, а его граница горизонтальна, рассматривается более общий случай: плоскость экрана повернута вокруг вертикальной оси на некоторый угол, а ее граница, в том числе неровная, имеет наклон по отношению к горизонту. Такая модель охватывает достаточно большой круг встречающихся на практике случаев при работе в миллиметровом диапазоне волн. Геометрия задачи схематически приведена на Рис.5.29. Координатную плоскость XOY в дальнейшем будем считать горизонтальной, а плоскость XOZ, в которой точка R (0, 0, ZR) - центр приемной антенны и точка T(D, 0, ZT) - точечный 153 излучатель, будем считать вертикальной. Плоскость экрана также является вертикальной. Она в общем случае образует угол с координатной плоскостью YOZ. Z rTR R(0,0,zR) A rR dS Y T(D,0,zT) rT Y' Y Z' X' O X Tx(D,0,0) L O'(D/2,0,0) Рис.5.29. Схема трассы Ось волнистой границы экрана проходит через точку O под углом наклона по отношению к плоскости XOY. Во вспомогательной системе координат Z’O’Y’ с началом в точке O’, совпадающей с плоскостью экрана, и осью Y’, являющейся осью границы экрана, форма волнистой границы выражается зависимостью 2 zS y zm sin y , L (5.34) где zm - амплитудное значение отклонения границы экрана от оси O′Y′, L пространственный период. При расчетах использовались следующие значения параметров: длина волны 0,01 м; протяженность трассы D=1000 м, высота центра приемной антенны 2 м (основная), 0,35 и 4 м (дополнительные); высота точеного изотропного излучателя hT =0…20 м; угол поворота плоскости экрана относительно координатной плоскости YOZ =0, 15, 30; угол наклона прямолинейного края экрана или оси волнистого края экрана относительно плоскости XOY =0, 15, 30 и 45; шаг (дискрет) изменения высоты излучателя 0,1 и 0,5 м; шаг (дискрет) интегрирования в плоскости экрана 0,01×0,01 м2; шаг (дискрет) интегрирования в апертуре приемной антенны 0,01×0,01 м2; 154 период гармонической составляющей границы экрана L=1,8 м; амплитуда отклонений гармонической составляющей границы экрана от осевой прямой 5, 10 и 15 см. Применялись два метода расчета ошибок пеленгования. В основе первого лежит метод геометрической теории дифракции [13] в варианте для скалярного поля и освещенной области пространства. По нему рассчитывались как функции высоты излучателя комплексные амплитуды поля в двух точках, смещенных по отношению друг к другу в направлении оси OY. Расстояние между ними служило базой разностнофазового пеленгатора, позволяющего определить направление прихода волны в горизонтальной (азимутальной) плоскости; оно задавалось равным 0,1 м. Как видно из Рис.5.30, пространственные масштабы изменения поля существенно превышают эту величину и, следовательно, при изотропных диаграммах направленности приемных элементов результаты измерения таким пеленгатором соответствуют направлению нормали к фазовому фронту волны, приходящей в точку приема. Сравнение кривых 1 и 2 показывает также, что при высотах излучателя более 2 м зависимости, полученные с использованием точного (интегрального) выражения для множителя ослабления и упрощенного с заменой интеграла Френеля его асимптотическим представлением, практически совпадают, а в области высот до 2 м отличаются менее, чем на 10. Расчеты этим методом выполнялись только для случая прямолинейной границы экрана; они позволили установить следующие особенности ошибок пеленгования по азимуту. Во-первых, в отсутствие наклона границы экрана, т.е. при =0, в секторе углов поворота плоскости экрана 30º (для больших значений расчеты не производились) ошибки измерения азимута не превышают 102 мрад, что значительно ниже инструментальных ошибок существующих радиолокационных пеленгаторов и реально наблюдаемых при измерении угловых координат целей и источников излучения в условиях влияния поверхностей суши или моря [2, 28-30]. Существенное их возрастание происходит при наклонной границе раздела, что видно из сравнения кривых 1, 3, 4 и 5 Рис.5.31, на котором приведены зависимости азимутальных ошибок от высоты источника при четырех значениях угла наклона. Сравнение пар кривых 1, 2 и 3, 4, соответствующих одинаковым наклонам и разным углам поворота плоскости экрана показывает, что увеличение последнего приводит 155 к незначительным смещениям кривых по высоте и небольшому возрастанию амплитудных значений ошибок. E R (h R ) E 0 (hR ) 2 1.2 , 1.1 , 1 1 0.9 , 0.8 , 0 2 4 6 8 Высота источника излучения, м 10 Рис.5.30. Зависимость множителя ослабления амплитуды поля от высоты излучателя при различных ориентациях границы экрана: 1 - расчет по точной формуле при = 30º, = 30º; 2 расчет с использованием асимптотического приближения при = 30º, = 30º Азимутальная ошибка, мрад 0.6 , 0.4 , 0.2 , 0 1 3 , --0.2 2 4 5 , --0.4 0 2 4 6 8 Высота источника излучения, м 10 Рис.5.31. Зависимости ошибок измерения азимута от высоты источника при различных ориентациях границы экрана: 1- =0º, =15º; 2- =30º, =15º; 3- =0º, =30º; 4- =30º, =30º; 5- =30º, =45º Эти характеристики азимутальных ошибок не учитывают влияние на результаты пеленгования апертуры антенны, размеры которой могут быть сравнимыми с пространственным периодом изменений поля. Вследствие этого разным частям апертуры могут соответствовать разные условия облучения, и интегрирующее действие 156 антенны может существенно влиять на результат. Особенно сильно этот эффект может проявиться, когда нижняя часть антенны оказывается вблизи границы тени или даже в тени. Оценки ошибок измерения азимута для таких ситуаций могут быть получены только численными методами; результаты их применения будут приведены ниже. При расстоянии от границы тени края апертуры антенны, превышающем примерно радиус первой зоны Френеля, для оценки можно воспользоваться приближенным методом, считая приемные антенны точечными, но имеющими ДН, соответствующие выбранному размеру апертуры антенны. Основанием для этого является следующее. Как показано в геометрической теории дифракции, в частности, в работе [13], при оговоренном ранее условии достаточной удаленности линии визирования от границы экрана поле в точке приема может быть представлено суммой двух полей: невозмущенным полем свободного пространства и полем, так называемой, краевой волны. Ее вторичным источником при сферической первичной волне является точка на границе экрана, соответствующая точке стационарной фазы при дифференцировании суммарного пути переизлученной волны вдоль границы экрана (уравнение для определения координаты этой точки приведены в работе [13]). Таким образом, механизм формирования поля в точке приема является двухлучевым, и влияние антенны на принятый сигнал может быть описано ее ДН. При расчетах ДН предполагалась осесимметричной с зависимостью G 1, 25 J1 1, 6 01 01 , (5.35) где − угол между осью ДН и направлением прихода луча; J1 ... − функция Бесселя первого порядка; 0 − полуширина ДН по уровню −3 дБ. Расчет выполнен для 0 = 0,5, что близко к значению этой величины для апертуры антенны, используемой при численном методе. Рассмотрены два варианта ориентации оси антенны. При первом ось антенны предполагалась ориентированной параллельно оси Х, а при втором считалось, что она всегда направлена в точку, где находится излучатель; условно назовем это следящим режимом. Результаты расчета иллюстрирует Рис.5.32, на котором показаны ошибки измерения азимута в функции высоты излучателя при =0, и =30º и двух 157 указанных выше вариантах ориентации оси антенны. Из графиков видно, что при выбранной для расчета ширине ДН и фиксированной горизонтальной ориентации ее оси азимутальные ошибки незначительно уменьшаются с увеличением высоты излучателя. При ориентации оси антенны на источник излучения, что соответствует следящему режиму работы пеленгатора, скорость убывания ошибок существенно возрастает: при высоте 20 м их амплитудные значения меньше примерно в 12 раз, чем при ненаправленной антенне, и в 7 раз по сравнению со случаем горизонтальной ориентации оси ДН. Азимутальная ошибка, мрад , 0.4 0.2 , 0 3 2 , --0.2 1 --0.4 , 0 4 8 12 16 Высота источника излучения, м 20 Рис.5.32. Влияние на ошибки ДН и ориентации антенны: 1 - изотропная ДН; 2 - ось ДН направлена горизонтально; 3 - ось ДН антенны направлена на излучатель В основе второго метода лежит расчет комплексных амплитуд поля в элементах плоской апертуры приемной антенны путем численного интегрирования выражения, являющегося скалярной формой интеграла Кирхгофа-Гюйгенса: ik U R 2 e S ik rT rR rT rR k 2 ds, (5.36) , где rT , rR − расстояние от точек R и T до элемента ds освещенной поверхности S, 158 являющейся продолжением плоскости экрана. Нижним пределом интегрирования является граница экрана zS . Пределы интегрирования по x, y и верхний предел по z выбираются как компромисс: с одной стороны, их расширение обеспечивает повышение точности расчета, с другой, вызывает возрастание объема вычислений и, соответственно, затрат машинного времени. Пределы интегрирования выбирались таким образом, что учитывалось более 60 зон Френеля, а для ослабления влияния границы интегрирования в подынтегральное выражение в виде множителя вводилась предложенная в [24] «нейтрализующая» функция, обеспечивающая плавное уменьшение амплитуды поля при приближении к границам, соответствующим пределам интегрирования. В соответствии с рекомендациями упомянутой работы выбирался и шаг (дискрет) интегрирования. Результирующая погрешность расчета дифрагированного поля не превышала 10%. Принятый сигнал на выходе приемной антенны формировался как сумма полей в элементах приемной антенны с весовой функцией Хемминга. ДН синтезированной таким способом антенны имела ширину около 1º в обеих плоскостях, а ее ось всегда была параллельна оси Х, за исключением случая моделирования, так называемого внеосевого метода сопровождения источника излучения. Для определения пеленга разностно-фазовым методом формировались два принятых сигнала, при расчете которых фазовые центры синтезированных апертур были смещены по отношению друг к другу параллельно оси Y на расстояние 0,1 м, являющееся базой разностно-фазового пеленгатора. Результаты расчетов показывают следующее. Во-первых, принципиальным отличием от случая прямолинейной границы экрана является существование азимутальных ошибок значимой величины даже при горизонтальной границе препятствия. Это видно из Рис.5.33, на котором показаны значения азимутальных ошибок при разных амплитудах волнистости края экрана и при различной его ориентации. Кривые 1 и 2 соответствуют случаю положения экрана строго перпендикулярно линии связи с нулевым наклоном ( = =0) и отличаются только амплитудой шероховатости края экрана. Кривая 3 соответствует нулевому повороту экрана и наклону его на 15º ( =0, =15º). Кривая 4 представляет азимутальные ошибки для экрана с нулевым наклоном края экрана и поворотом его относительно линии связи на 15º ( =15º, =0). 159 , 0.2 2 Азимутальная ошибка, мрад 1, 4 , 0.1 0 , --0.1 3 --0.2 , 0 2 4 6 8 Высота источника излучения, м 10 Рис.5.33. Высотные зависимости ошибок измерения азимута источника излучения: 1 - амплитуда синусоидальной неровности края экрана 5 (5 см); 2 - амплитуда синусоидальной неровности края экрана 10 (10 см); 3 - амплитуда синусоидальной неровности края экрана 5 (5 см); 4 амплитуда синусоидальной неровности края экрана 5 (5 см) Наложение гармонической волны амплитудой 15 см на наклонный край экрана приводит к незначительным искажениям высотной зависимости ошибок по сравнению с прямолинейной границей, что следует из Рис.5.34. Малая величина искажений в случае наложения на наклонный край синусоидальной неровности по сравнению с ошибками при горизонтальном крае объясняется тем, что амплитуда волнистости мала по сравнению с диаметром первой зоны Френеля, который в моделируемом нами случае составляет около 4,5 м. При этом изменение средней высоты границы экрана в ее пределах за счет наклона 15÷30 составляет примерно 1,2÷2,4 м, чем и обусловлено доминирующее влияние этого фактора. Заметим, это применение приближения геометрической теории дифракции в рассматриваемом случае практически исключается из-за возможного появления нескольких переизлучающих точек и сложной формы каустик. Численные расчеты подтвердили также вывод о слабом влиянии на величину ошибок увеличения апертуры антенны до 1,1 м и соответствующего сужения ее ДН при неизменном горизонтальном положении ее оси и, наоборот, существенном повышении точности при подъеме оси ДН приемной антенны по углу места, что видно из Рис.5.35 и Рис.5.36. Кривые 1, 2, 3 Рис.5.36 представляют азимутальные ошибки при ориентации оси ДН антенной системы на +25 мрад, 0 мрад и -10 мрад соответственно. 160 Азимутальная ошибка, мрад , 0.4 , 0.2 0 2 , --0.2 1 , --0.4 0 4 8 12 Высота источника излучения, м 16 Рис.5.34. Зависимости ошибок измерения азимута от высоты источника при различных видах границы экрана: 1 - гладкий экран = 30º, = 30º; 2- экран с волнистым краем амплитудой 15 см Ширина ДН составляла около 16 мрад (0,6 м диаметр апертуры), один экран располагался посредине трассы перпендикулярно линии связи с нулевым наклоном. Численные расчеты показали также незначительное снижение азимутальных ошибок при увеличении высоты центра приемной антенны (Рис.5.37). Кривые 1, 2, 3 этого рисунка соответствуют высотам центра приемной антенны 0,35, 2 и 4 м. Принципиальным отличием азимутальных ошибок рассмотренной природы от ошибок, получаемых в рамках приближения касательной плоскости, является их существенно различная зависимость от высоты корреспондирующих пунктов. Как видно из приведенных рисунков, при дифракции Френеля ошибки либо практически не зависят от высоты, либо убывают с ее ростом, если учитывается влияние направленных свойств антенны. Именно это и характерно для экспериментально полученных данных, приводимых в работах [2, 28, 29]. В отличие от них, при использовании приближения касательной плоскости при малых высотах над поверхностью азимутальные ошибки возрастают примерно пропорционально высоте источника излучения. Выше оценены ошибки измерения азимутального угла, возникающие под влиянием края одиночного препятствия, что является вполне реальным случаем, но не наиболее типичным в действительности. Как показывает анализ экспериментальных данных [2, 28 - 30], при распространении ММ и СМ радиоволн над сушей и морем в 161 большинстве случаев можно говорить о влиянии нескольких или множества препятствий. , 0.1 1 2 Азимутальная ошибка, мрад 3 0.05 , 0 --0.05 , --0.1 , --0.15 , 0 2 4 6 8 Высота источника излучения, м 10 Рис.5.35. Высотные зависимости ошибок измерения азимута источника излучения при различных диаметрах приемных антенн: 1 - диаметры приемных антенн 0,1 м, 2 - диаметры приемных антенн 0,7 м, 3 - диаметры приемных антенн 1,1 м , 0.2 Азимутальная ошибка, мрад 3 2 0.1 , 0 1 , --0.1 --0.2 , 0 2 4 6 8 Высота источника излучения, м 10 Рис.5.36. Высотные зависимости ошибок измерения азимута источника излучения при отклонении в вертикальной плоскости оси главного лепестка диаграммы направленности приемной антенной системы от направления на горизонт. Край экрана – синусоидальная шероховатость амплитудой 5 При расстояниях вдоль трассы распространения между незатеняющими друг друга препятствиями или складками рельефа в десятки и сотни метров можно считать, что создаваемые ими возмущения распространяющегося электромагнитного поля 162 независимы. Тогда и обусловленные ими ошибки измерения азимута складываются как независимые, создавая наблюдаемую в экспериментах [2, 28 - 30] пространственную структуру и величину. 0.12 , 2 Азимутальная ошибка, мрад 0.08 , 3 0.04 , 0 , --0.04 --0.08 , 1 --0.12 , 0 2 4 6 8 Высота источника излучения, м 10 Рис.5.37. Высотные зависимости ошибок измерения азимута источника излучения при различных высотах центра приемной антенной системы Показано, что основной вклад в азимутальные ошибки вносит наклон границы экрана по отношению к горизонтальной плоскости. По порядку величины их значения и характер зависимости от высоты согласуются с полученными экспериментально на наземных трассах, в отличие от предсказываемых в рамках приближения касательной плоскости. При горизонтальной границе экрана азимутальные ошибки имеют значимые, сравнимые с экспериментально наблюдаемыми, величины только при волнистости края экрана. При наклонной границе ее волнистость при амплитуде неровностей, существенно меньших относительно размеров первой зоны Френеля, проявляется в более или менее значимом искажении вида высотной зависимости ошибок по сравнению с прямолинейным краем. При остронаправленной ДН пеленгационной антенны, изменяя ориентацию ее максимума, в частности, отклоняя вверх на фиксированный угол (так называемый внеосевой метод сопровождения) или моделируя слежение за направлением на излучатель, можно существенно уменьшить ошибки пеленгования по азимуту. 163 Приведенные результаты позволяют качественно объяснить полученные в экспериментальных исследованиях особенности азимутальных ошибок пеленгования. 5.7. Моделирование влияния морской поверхности на ошибки измерения угла места В отличие от азимутальной составляющей ошибки радиолокационного измерения координат, их угломестная составляющая в условиях влияния поверхности раздела, в нашем случае морской поверхности, при малых углах места иногда вообще приводит к невозможности радиолокационного сопровождения цели [2, 27, 28, 31]. Необходимость измерения угломестных координат радиолокационных целей и излучателей при высотах в десятки и даже единицы метров [1] привела к широкому использованию в радиотехнических системах такого назначения миллиметрового диапазона радиоволн. Это позволяло, во-первых, реализовать более узкие диаграммы направленности антенн при применимых размерах апертур и за счет этого «опустить» границу области сильного влияния многолучевого распространения. И, во-вторых, приводило к некоторому снижению интенсивности зеркальной компоненты, дающей наибольший вклад в ошибки измерения угла места. Параллельно велись поиски методов пространственно-временной обработки сигнала в приемной системе, использующей многоэлементные антенны, позволяющие достичь «сверхрелеевского» углового разрешения [33]. Расчет ожидаемых ошибок измерения в условиях очень малых угловых высот, требует использования соответствующих этим условиям методов. Ниже приводятся результаты оценки ошибок измерения угла места при условиях распространения, когда основную роль в формировании поля играет дифракция на гребнях морских волн. Анализ начнем с исследования особенностей характеристик локального направления распространения радиоволн в вертикальной плоскости после ее многократной дифракции на экранах; используемые обозначения понятны из Рис.5.38. Под локальным направлением распространения волны будем понимать угол между нормалью к фазовому фронту в точке на высоте h и горизонтальной осью координат. Локальным это направление мы называем потому, что его значение изменяется при смене координат точки наблюдения. 164 R T hi Di DR di D DT D Рис.5.38. Схема трассы распространения радиоволн Определим его как ( h) 1 d ( h) , k dh (5.37) где (h) - фаза поля в функции высоты точки наблюдения. Первичными данными численных расчетов являлись массивы значений комплексных амплитуд поля в точке наблюдения как функций номера отсчета n при шаге h : U (h) U (h n) U (n) Re U (n) i Im U (n) , (5.38) через вещественную и мнимую части которых оценка производной фазы по высоте может быть представлена в виде d h n h(n 1) dh h . Im U (n) Re U (n 1) Re U (n) Im U (n 1) (n) (n 1) 1 arctg h h Re U (n) Re U (n 1) Im U (n) Im U (n 1) (5.39) Преимуществом использования (5.39) вместо вычисления (h) (h n) и последующего их попарного вычитания для оценки производной фазы по высоте является отсутствие у функции (5.39) скачков в точках (n) . Исходными при расчетах были следующие параметры трассы, которые, с одной стороны, соответствовали реально встречающимся 165 в практике корабельных радиолокационных систем, а с другой стороны, позволили получить достаточно точные и представительные результаты при приемлемых требованиях к ЭВМ и затратах машинного времени: длина волны =1 см, протяженность трассы D =1 км, интервал изменения высоты точки наблюдения с шагом 2,5 см составлял 20 м. На Рис.5.39 приведены результаты для случая группы препятствий, моделируемых системой из десяти равновысоких эквидистантных экранов с высотой границ 2 м, расстояния между экранами составляют 90 м, а удаления крайних из них от позиций излучателя и точки наблюдения равны 100 м. 5 10 10 3 4 5 5 2 0 0 7 6 -5 Амплитуда поля, дБ Угол прихода радиоволны, мрад 1 -5 -10 -10 0 4 8 12 16 Высота точки приема, м 20 Рис.5.39. Углы прихода и амплитуда поля радиоволны при дифракции Френеля для группы из 10 эквидистантных равновысоких экранов Расчет выполнен для трех значений высоты излучателя: 1 м (кривая 1), 2 м (кривая 2) и 4 м (кривая 3). Прямая 4 на этом рисунке показывает направление прихода волны от края ближайшего к точке наблюдения экрана, а прямые 5 и 6 – направление прихода волн в свободном пространстве от источника излучения при его высотах 1 и 4 м соответственно. При высоте излучателя 1 м граница тени формируется ближайшим к нему экраном, ее высота в месте приема составляет 11 м. При hT =2 м она совпадает с линией границ экранов. Начиная с высоты около 2,2 м при hT =4 м точка приема и все экраны находятся выше границы тени и выполняется условие u >1. Как видно из графиков (кривые 1, 2, 3), ниже границы тени направления прихода дифрагированных волн асимптотически стремятся к углу, соответствующему волне, излученной краем ближайшего к точке наблюдения экрана (прямая 4). Как показывает анализ, в более 166 общем случае неравновысоких экранов доминирующую роль будет играть граница экрана, для которого дифракционный параметр имеет наименьшее значение, т.е. создающего более глубокую тень. Выше границы тени направление прихода дифрагированной волны практически совпадает с направлением прихода в свободном пространстве непосредственно от источника (прямые 5, 6), причем осцилляции отсутствуют (они проявляются при значительно больших высотах, соответствующих превышению границы тени от ближайшего к источнику излучения экрану). При источнике излучения, находящемся выше плоскости границ экрана и u >>1, зависимость направления прихода от высоты имеет осцилляции (кривая 3), природа и характеристики которых аналогичны случаю влияния плоской границы раздела сред, совпадающей с плоскостью границ экранов. Заметим, что точка перегиба кривых 1, 2 лежит в области сравнительно низких интенсивностей дифракционного поля; что следует из зависимости нормированной амплитуды поля от высоты точки наблюдения (кривая 7) при высоте излучателя 2 м. До сих пор рассматривалось влияние дифракции на локальные направления распространения волны в точке наблюдения. При измерении направлений на источник излучения реальным пеленгатором в большей или меньшей мере будет проявляться усредняющее действие апертуры приемной антенны. Обычно в пеленгаторах радиолокационных систем СМ и ММ диапазонов длин волн применяются антенны с шириной диаграммы направленности 0,5º÷2º, которой соответствуют размеры апертуры (30÷120) , причем, например, у бортовых наземных и авиационных систем размер антенны часто не должен превышать 0,5÷1 м. При моделировании сплошная апертура пеленгационной антенны заменялась эквидистантно распределенными по высоте дискретными ненаправленными приемными элементами. При используемом нами числе элементов 13, расстоянии между соседними элементами 5 см (т.е. 5 ) и распределении поля по апертуре в форме функции Хемминга, диаграмма направленности антенны по уровню -3 дБ составляла 20,5 мрад, а уровень боковых лепестков был менее -38 дБ. Угловое расстояние между повторяющимися главными максимумами ДН (диаграммы направленности) составляло 200 мрад, что исключало влияние на результаты пеленгования даже ближайших к используемому повторных лепестков, так как существенно превышало угловые размеры зоны, в которой находился как источник излучения, так и границы экранов. 167 Результаты численного моделирования пеленгования источника излучения разностнофазовым методом антенной системой с диаметрами апертур каждой из антенн 60 и разнесением их центров по высоте на 10 см иллюстрируются Рис.5.40 и Рис.5.41. Измеренный угол места, мрад 25 20 4 3 15 2 10 5 0 1 -5 0 4 8 12 16 Высота источника излучения, м 20 а) Нормированная амплитуда сигнала 1.2 , 4 1 0.8 , 0.4 , 2 3 5 0 0 4 8 12 16 Высота источника излучения, м 20 б) Рис.5.40. Влияние группы из 10 равновысоких эквидистантных экранов на зависимость от высоты источника излучения характеристик поля для высоты центра приемной антенны 2 м при различной ориентации максимума диаграммы направленности приемной антенны: а) измеренные углы места; б) нормированные амплитуды сигнала На Рис.5.40,а приведены графики текущих значений измеренного угла места в функции высоты излучателя при высоте центра пеленгационной антенны 2 м. Поскольку высота границ всех экранов также равнялась 2 м, то центр антенны лежал в плоскости границ экранов. При нулевой высоте источника излучения практически вся 168 апертура антенны пеленгатора находится ниже границы тени, и при подъеме излучателя постепенно сокращается доля затененной части апертуры антенны. При достижении высоты 5,2 м граница тени даже от ближайшего к пеленгатору экрана оказывается ниже нижней границы апертуры. Рассмотрим, что происходит с пеленгом (Рис.5.40,а) и амплитудой принятого сигнала (Рис.5.40,б) при изменении высоты источника излучения. Поскольку на уровень принятого сигнала и результаты пеленгования сильно влияет ориентация ДН антенны, исследуются два случая пеленгования: при горизонтально ориентированной оси ДН и при ее отклонении вверх на угол порядка полуширины ДН. Отклонение оси вверх, ослабляющее влияние переизлучения препятствиями, соответствует так называемому внеосевому измерению угла места и находит широкое применение на практике; отклонение вниз вызывается, в основном, несовершенством работы системы стабилизации антенны, реже - специальными соображениями. На Рис.5.40,а прямая 1 показывает точное значение направления на источник излучения, т.е. пеленг в условиях свободного пространства, кривые 2, 3, 4 соответствуют углам возвышения оси 0º (горизонтально), 15 и 20 мрад. Из графиков видно, что при погружении источника в тень его пеленг перестает изменяться и асимптотически приближается к некоторому фиксированному значению, мало отличающемуся от направления на вершины препятствий. При высоте источника излучения, когда нижний край апертуры антенны выходит из области геометрической тени (примерно 5,2 м) форма зависимости пеленга от высоты становится осциллирующей, подобной зависимости при пеленговании над плоской границей раздела. Наклон луча вверх на угол 15 мрад приводит к существенному уменьшению амплитуды осцилляций: если при горизонтальном положении оси луча первый максимум соответствовал отклонению от точного направления примерно на 4,5 мрад, то при приподнятом луче он составил около 1 мрад. Увеличение угла возвышения до 20 мрад приводит к уменьшению ее еще примерно вдвое. При этом вид кривых вблизи границы тени и ниже нее практически не изменяется. Влияние наклона максимума ДН на амплитуду принимаемого сигнала иллюстрируется Рис.5.40,б. Кривые 1 и 2 соответствуют изменению уровня сигнала в свободном пространстве, т.е. показывают форму ДН при углах =0 и =15 мрад в отсутствие препятствий. При дифракции на десяти экранах, как видно из сравнения кривых 3 (горизонтальный луч) и 4 (угол возвышения =15 мрад) происходит 169 незначительное снижение амплитуды сигнала (примерно на 1 3 ) при малых высотах и возрастание его более чем в два раза по сравнению со случаем = 0 (кривая 3) в окрестностях максимума ДН. Дальнейшее увеличение угла возвышения сопровождается существенным (более чем в два раза) снижением уровня принятого сигнала в широком интервале высот источника излучения (кривая 5). Аналогичные по содержанию зависимости для высоты центра антенны пеленгатора 4 м приведены на Рис.5.41. В этом случае практически при всех высотах излучателя, за исключением начального участка высотой около 2 м, линия визирования излучатель - пеленгатор лежит выше границы тени, и измеренные значения пеленга осциллируют вокруг точного значения. Как и в предыдущем случае (Рис.5.40,а), амплитуда осцилляций существенно уменьшается при отклонении луча вверх, это видно при сравнении кривой 2 (угол возвышения ДН 0) с кривыми 3 и 4 (углы возвышения ДН 15 и 20 мрад соответственно). И, наоборот, при отклонении луча вниз на 10 мрад (кривая 5) ошибки возрастают почти в три раза. В области высот источника излучения, когда значительная часть пеленгационной антенны оказывается в области тени, характер зависимости ошибок пеленгования от высоты источника аналогичен рассмотренному при анализе Рис.5.40,а. На Рис.5.41,б приведены зависимости, аналогичные Рис.5.40,б, дополненные кривой 6 для случая наклона луча пеленгационной антенны вниз на 10 мрад. Из выше изложенного следует практически важный вывод: эффективность внеосевого метода пеленгования, разработанного для случая пеленгования над поверхностью моря при действии интерференционного механизма формирования поля, остается высокой и в случае механизма многократной дифракции. Заметим, что угол возвышения в 15 мрад, составляющий 0,73 ширины ДН и использованный при расчете графиков Рис.5.40 и Рис.5.41, близок к оптимальному значению, рекомендованному в [8, 34] для случая влияния отражения от шероховатой плоской поверхности (рекомендованное значение около 14 мрад). Далее рассмотрим случай, когда высоты экранов являются независимыми случайными величинами с нормальным законом распределения. Остальные параметры трассы, а также метод пеленгования, база разностно-фазового пеленгатора и размер субапертур приемных антенн, когда это не оговорено специально, остались прежними. С целью сокращения объема вычислений при наборе статистических данных для каждого комплекта параметров ограничимся пятью независимыми реализациями 170 ансамблей высот экранов, уменьшив до 10 м диапазон изменения высоты излучателя и увеличив ее шаг до 0,5 м. 20 2 Измеренный угол места, мрадиан 5 10 4 3 0 1 -10 0 4 8 12 16 Высота источника излучения, м 20 а) Нормированная амплитуда сигнала , 1.6 3 1.2 , 1 , 0.8 4 2 , 0.4 6 5 0 0 4 8 12 16 Высота источника излучения, м 20 б) Рис.5.41. Влияние группы из 10 равновысоких эквидистантных экранов на зависимость от высоты источника излучения характеристик поля для высоты центра приемной антенны 4 м при различной ориентации максимума диаграммы направленности приемной антенны: а) измеренные углы места; б) нормированные амплитуды сигнала В разных вариантах расчетов использовались три значения среднеквадратического отклонения высот h экранов от одинакового для всех среднего значения равного 0 м, а именно 0,1, 0,3 и 0,5 м. Критериями, характеризующим степень влияния разброса высот экранов на дифрагированное поле, являются следующие параметры: - параметр, аналогичный параметру Релея для шероховатых поверхностей [24]: 171 q1 2 h sin , (5.40) - параметр, характеризующий отношение среднеквадратического отклонения высот экранов h к поперечному размеру первой зоны Френеля aФ1 : q2 h aф1 , (5.41) где aФ1i Di ( D Di ) k D . (5.42) Здесь - угол скольжения по отношению к горизонтальной границе, соответствующей средней высоте экранов, Di - расстояние до рассматриваемого экрана. Наибольшими значениями q1 , имеющими место при максимальных используемых высотах излучателя и приемника для принятой при моделировании протяженностью трассы и выбранных для расчета значениях h , являются 0,75 (при h =0,1 м), 2,63 (при h =0,3 м) и 3,77 (при h =0,5 м). Это означает, что только при наименьшем значении разброса высот экранов их влияние на дифрагированное поле будет частично когерентным, в то время как в остальных случаях создаваемые возмущения поля (и, следовательно, пеленгов) будут суммироваться как независимые воздействия. Радиус первой зоны Френеля минимален для крайних экранов и равен 0,66 м. Это означает, что возмущения поля, пропорциональные затенениям первой зоны Френеля экранами, также значительны и будут зависеть в первую очередь от разброса высоты крайних экранов. Сказанное подтверждается результатами моделирования, приводимыми на Рис.5.25 -5.26. На Рис.5.42 показаны зависимости измеренного угла места от высоты излучателя при высоте центра пеленгационной антенны 0,35 м. Прямая 1 соответствует истинным (геометрическим) значениям угла места излучателя, кривые 2, 3 являются средним значением и среднеквадратическим отклонением (СКО) измеренного угла 172 места от его среднего значения при h =0,1 м, а кривые 4 и 5 соответствуют тем же величинам при h =0,5 м. 12 Угол места; СКО измерений, мрад 2 8 1 4 4 5 0 3 -4 0 2 4 6 8 Высота источника излучения, м 10 Рис.5.42. Средние значения измеренных углов места и их СКО при высоте центра пеленгационной антенны 0,35 м Из графиков видно, что при h =0,1 м зависимость средних значений измеренных углов подобна приведенной на Рис.5.40 для равновысоких экранов (с учетом отличия начальных высот центра пеленгационной антенны и излучателя), а значения СКО случайной составляющей (кривая 3) не превышают 2 мрад. При h =0,5 м на высотах до 3…4 м, где на результаты пеленгования доминирующее влияние оказывает высота первого, ближайшего к пеленгатору экрана, СКО измеренных углов места достигает 4…6 мрад, что соответствует случайным изменениям угловой высоты экрана (около 5 мрад). Случайный характер изменения в функции высоты средних значений углов места связан, по-видимому, с недостаточным объемом статистики (оценки рассчитывались по 5 независимым реализациям). При высоте центра пеленгационной антенны 2 м и h =0,1 м (Рис.5.6) как ошибки измерения среднего значения угла места, так и их СКО возрастают по сравнению с приведенными на Рис.5.42, что является следствием примерно одинакового влияния нескольких крайних экранов на поле в точке приема. В то же время при h =0,5 м обе составляющие ошибки измерения угла места заметно уменьшаются. Это объясняется тем, что при таком разбросе высот возмущения поля, создаваемые экранами, взаимно 173 некогерентны, а влияние экранов, ближних к пеленгатору, ослабевает вследствие роста для них угла дифракции. 1 Угол места; СКО измерений, мрад 8 4 6 2 4 2 5 0 3 -2 0 2 4 6 8 Высота источника излучения, м 10 Рис.5.43.Средние значения измеренных углов места и их СКО при высоте центра пеленгационной антенны 2 м Рассмотрим влияние на результаты пеленгования размера апертуры пеленгационной антенны, т.е. фактически ширины ее диаграммы направленности, и наклона ее оси по отношению к горизонтальной оси, которая в нашей модели совпадает с линией средних высот экранов. Рис.5.43 показывает зависимость среднеквадратических отклонений ошибок измерения углов прихода от высоты источника излучения при различных размерах апертур приемных антенн. Высота центра пеленгационной антенны составляла 2 м и h =0,3 м. Сплошная кривая соответствует диаметру апертуры 0,1 м, штриховая – 0,5 м и штрихпунктирная – 1 м. Видно, что во всем диапазоне изменений высот источника излучения увеличение апертуры антенны приводит к вполне ожидаемому снижению среднеквадратических ошибок измерения угла места. На Рис.5.44 представлены зависимости среднеквадратических ошибок измерения угла места в зависимости от высоты источника излучения при различных наклонах приемной антенны в угломестной плоскости при h =0,3 м и высоте центра пеленгационной антенны 2 м. Сплошная кривая показывает зависимость среднеквадратического отклонения ошибок измерений угла места источника излучения при наклоне антенной системы на минус 10 мрад, т.е. максимум диаграммы 174 направленности антенной системы был наклонен в сторону границ экранов. Штриховая Среднеквадратическое отклонение ошибки угла прихода, мрад кривая соответствует наклону 0 мрад и штрихпунктирная кривая +15 мрад. 3 2 1 0 0 2 4 6 8 Высота источника излучения, м 10 Среднеквадратическое отклонение ошибки угла прихода, мрад Рис.5.43. Зависимость среднеквадратических значений ошибок измерения углов прихода радиоволны в зависимости от высоты источника при различных размерах апертур приемных антенн 5 4 3 2 1 0 0 2 4 6 8 Высота источника излучения, м 10 Рис.5.44. Зависимость среднеквадратических значений ошибок измерения углов прихода радиоволны в зависимости от высоты источника при различных наклонах приемной антенной системы в угломестной плоскости Из Рис.5.43 и Рис.5.44 видно, что влияние как ширины диаграммы направленности, так и наклона ее оси наиболее четко проявляются при высоте излучателя более 2 м (высота центра пеленгационной антенны при этих расчетах также 175 составляла 2 м). При таких высотах прямая, соединяющая излучатель и приемник, на всем протяжении трассы находится на расстояниях от границ экранов, превышающих радиус первой зоны Френеля, равный примерно 1,1 м в центре трассы и 0,66 м в местах расположения крайних экранов. Это означает, что работа происходит в переходной зоне [36], где применимо многолучевое приближение; эффективность применения метода внеосевого измерения угла места в таких условиях хорошо известна [8, 34, 35]. 5.8. Заключение Проанализированы сантиметровых волн особенности при углах распространения скольжения, миллиметровых соответствующих и работе радиолокационных средств по объектам, находящимся на высотах, начиная с единиц метров над морской поверхностью. Показано, что при расчете дальности действия и точностей измерения координат объектов необходимо учитывать изменение физических механизмов влияния морской поверхности с ветровыми волнами на распространение радиоволн по сравнению с широко используемыми в настоящее время [3, 5, 6]. Причиной этого является затенение участков поверхности, на которых существуют зеркально отражающие радиоволны квазиплоские элементы – фацеты. Моделирование формы поверхности с ветровыми волнами и условий ее облучения показало, что при рассматриваемых углах скольжения в формировании переизлученного поверхностью электромагнитного поля основную роль играют выпуклые вершины неровностей. Разработан метод расчета переизлучаемого в таких условиях поля, учитывающий как отражение от вершин неровностей, описываемое в приближении геометрической оптики, так и дифракцию на них, описываемую в первом приближении дифракцией Френеля, причем роль второй составляющей (дифракционной) возрастает при уменьшении угла скольжения. С использованием такой модели рассеяния радиоволн морской поверхностью оценены пространственно-временные свойства электромагнитного поля миллиметровых радиоволн на малых, вплоть до нулевых, высотах над морем, а также влияние их на точность радиолокационных измерений угловых координат. В частности отмечено, что и при такой физике рассеяния радиоволн поверхностью вполне эффективным остается применение для измерения угла места простого в реализации так называемого внеосевого метода. Целесообразно 176 оценить, как влияют исследованные особенности распространения радиоволн на эффективность интенсивно разрабатываемых в настоящее время методов «сверхразрешения», основанных на идеях методов спектрального оценивания. Литература 1. 2. 3. 4. 5. 6. 7. 8. 9. 10. 11. 12. 13. 14. 15. 16. 17. 18. Противокорабельные системы. – http://eng.ship.bsu.by. Кулемин Г.П., Разсказовский В.Б. Рассеяние миллиметровых радиоволн поверхностью Земли под малыми углами. – Киев: Наукова думка, 1987. – 230 с. Beckman P. Spizzichino A. The scattering of electromagnetic waves from rough surfaces. - London: Pergamon Press, 1963. – 303 p. Педенко Ю.А., Разсказовский В.Б. Многолучевое распространение над морем. Радиофизические исследования мирового океана. − Харьков: Ин-т радиофизики и электрон. 1992. – С. 32-50. Фейнберг Е.П. Распространение радиоволн вдоль земной поверхности. - М.: Изд. АН СССР, 1961. – 546 с. Басс Ф.Г., Фукс И.М. Рассеяние волн на статистически неровной поверхности. М.: Наука, 1972. – 424 с. Логвинов Ю.Ф., Педенко Ю.А., Разсказовский В.Б. Влияние затенений на спектр флуктуаций ММВ при многолучевом распространении над морем. − Радиотехника и электроника. 1998. – 43, № 7. - C. 786-791. Barton D.K. Radar System Analysis and Modelling. - Boston: Artec House, Inc., 2005. – 700 p. Кириченко В.А., Логвинов Ю.Ф. Статистические характеристики освещенных вершин морских волн для симметричных трасс при наблюдении под малыми углами скольжения. − Радиофизика и электроника. 2006. - 11, № 1. - C. 46-54. Караев В.Ю., Баландина Г.Н. Модифицированный спектр волнения и дистанционное зондирование. – Исследование Земли из Космоса. 2000. − № 5. − С. 1-12 Переслегин С.В. Связь СВЧ-рассеяния от морской поверхности с пространственно-временными характеристиками развитого волнения. – Физика атмосферы и океана. 1975. – 11, №5. - C. 481-489. Исимару А. Распространение и рассеяние волн в случайно-неоднородных средах. Т.2 - М.: Мир, 1981. – 317 с. Kouyoumjian R.G., Pathak P.H. Uniform Geometrical Theory of Diffraction for an edge in a Perfectly Conducting Surface. – Proc. IEEE. 1974. - 62, N 11. – P. 1448 - 1461. Разсказовский В.Б., Логвинов Ю.Ф. Эвристическая модель поля миллиметровых и сантиметровых радиоволн над взволнованной морской поверхностью при сильных затенениях. − Радиофизика и электроника. 2010. - 1(15), № 4. - C. 23-31. Dougherty H.T., Maloney L.J. Application of Diffraction by Convex Surfaces to Irregular Terrain Situation. − Radio Science J. Res. NBP/USNC-URSI. 1964. - 68D, No.2. - P. 239-250. Long M.W. Radar reflectivity of land and sea. - London: Artech House, Boston, 2001. – 534 p. Billindsley J.B. Long-Angle Radar Land Clutter: measurement and Empirical Models.. NY: William Andrew Publishing, Norwich. 2002. – 707 p. Разсказовский В.Б. Статистическое моделирование радиоканалов миллиметровых 177 19. 20. 21. 22. 23. 24. 25. 26. 27. 28. 29. 30. 31. 32. 33. 34. 35. волн с многолучевым распространением. − III Всесоюз. школа по распростр. Миллиметровых и субмиллиметровых волн в атмосфере (12-17 октября 1989 г.): Тез.докл.- Х, 1989. - С. 77-84. Walfisch J., Bertoni H.L. A theoretical Model of UNF Propagation in Urban Environments. − IEEE Trans. Antennas Propagat. 1988. - 36, No.12. - P. 1788-1796. Калинин А.И. Распространение радиоволн на трассах наземных и космических радиолиний. – М : Связь, 1979.-296 с. Троицкий В.Н. Дифракция УКВ на горных хребтах. – Распространение радиоволн. М.: Наука, 1975. - С. 154-187. Tzarass C., Saunders S.R., An Improved UTD Solution for Multiple-Edge Transition Zone Diffraction. – IEEE Trans. on Ant. and Prop. 2001. - 49, No.12. - P. 1688-1682. Полищук Ю.М. Дифракция Френеля на n полуплоскостях со статистически неровными границами. Малые неровности. - Радиотехника и электроника. 1971. 16, №5 - C. 675-684. Логвинов Ю.Ф., Педенко Ю.А., Разсказовский В.Б. Дифракционная модель многолучевого распространения над неровной поверхностью при малых углах скольжения. - Изв. вузов. Радиофизика. 1996. - 39, №5. - C. 547-558. Zehner S.P. O'Dowd W.M., Dyer F.B. Forward-Scatter of Microwave near Surface of the Ocean. − Int. IEEE/AP-S Symp. Program. and Dig., Atlanta, Ga, 1974. - New-York, 974. - P. 8-10. Кириченко В.А., Логвинов Ю.Ф., Педенко Ю.А. Разсказовский В.Б. Закон распределения флуктуаций множителя ослабления миллиметровых и сантиметровых радиоволн над морем. – Радиофизика и электроника. Харьков: Инт радиофизики и электроники НАН Украины. 1998. - 3, №3. - С. 68-77. Barton D. Low-Altitude Tracking over rough Surfaces. 1. Theoretical prediction. − EASCON'79, October 9-11, Arlington, VA. Conf. Proc. 1979. - 2. − P. 224-234. Разсказовский В.Б. Ошибки пеленгования маловысотных источников миллиметрового радиоизлучения над сушей. − Радиофизика и радиоастрономия. 2001. – 6,. № 1. – С. 50-70. Разсказовский В.Б. Поле миллиметровых радиоволн над сушей при малых углах скольжения − Зарубеж. радиоэлектрон. Успехи соврем. радиоэлектрон. 2000. - №3. - С. 3-34. Гонтарь И.Д,. Кивва Ф.В., Разсказовский В.Б. и др. Экспериментальные исследования влияния неоднородной трассы на точность пеленгования. − Радиофизика и электроника. 2006. - 11, №2. - C. 222-228. Сколник М. Справочник по радиолокации: в 4 т. Т1. Основы радиолокации. − пер. с англ. под ред. К.Н. Трофимова.- М.: Советское радио, 1976.- 456 с. Barton D. Low-Angle Radar Tracking. − Proc. IEEE. − Jun. 1974 − 62, No.6 − P. 687704. Леховицкий Д.И., Атаманский Д.В., Джус В.В., Жуга Г.А. Комбинированные пеленгаторы точечных источников шумовых излучений на основе адаптивных решетчатых фильтров. − II Международный радиоэлектронный форум. Прикладная радиоэлектроника. Состояние и перспективы развития.- Харьков, 2005.- 1 электрон. опт. диск (CD-ROM).- Загл. С этикетки диска. Dax P.R. Keep Track of the Low-Flying Attack. − Microwaves, 1976. – Vol.15, April. P. 36-50. Разсказовский В.Б., Педенко Ю.А. Сравнение методов пеленгования по углу места над морем. − Радиофизика и электроника. 2004. - 9, № 4. - C. 216-227. 178 36. Разсказовский В.Б. Логвинов Ю.Ф. Множитель ослабления радиоволн при распространении над морем под малыми углами скольжения: переходная зона. − Радиофизика и электроника. 2007. - 15, № 1. - C. 117-184. 179 ГЛАВА 6 ПСЕВДОКОГЕРЕНТНЫЕ РЛС ВЫСОКОЙ СКВАЖНОСТИ ДЛЯ ОХРАНЫ ТЕРРИТОРИАЛЬНЫХ ВОД И КОНТРОЛЯ НАДВОДНОЙ ОБСТАНОВКИ ЗА ПРЕДЕЛАМИ РАДИОГОРИЗОНТА 6.1. Введение Известно, что одной из актуальных проблем в области распространения радиоволн и радиолокационной техники является создание РЛС для обнаружения надводных объектов за пределами радиогоризонта [1, 2]. Для решения этой задачи применяют загоризонтные РЛС с большим энергетическим потенциалом и мощностью измерения. Применение таких РЛС на побережье моря в местах расположения населенных пунктов и зон отдыха неприемлемо, так как сопряжено с нарушением допустимых санитарных норм экологической безопасности. В работах [3-6] описаны экологически безопасные РЛС для охраны территориальных вод и контроля надводной обстановки, в которых предлагается использовать плавучий радиобуй, установленный за пределами радиогоризонта. Описаны преимущества такого способа построения морских РЛС и приведен расчет выигрыша энергопотенциала. В передатчике представленных РЛС, установленном на буе, применен источник непрерывного сигнала, а для определения времени запаздывания отраженного от надводного объекта сигнала осуществляют частотную модуляцию. В таких технических решениях потеря чувствительности приемного устройства обусловлена отсутствием возможности применить узкую полосу пропускания в тракте промежуточной частоты. Если в передатчике на буе экологически безопасной РЛС применен источник электромагнитного излучения импульсного действия (Рис.6.1,а), то время задержки отраженного от надводного объекта сигнала t rBT rTA rBA c c r ct rBT rTA rBA , (6.1) (6.2) где rBT − расстояние от буя В до надводного объекта Т; rTA − расстояние от надводного 180 объекта Т до приемного центра А; rAB − расстояние от приемного центра А до буя В. Расстояние до надводного объекта можно определить с помощью выражения [5]: rTA r 2 2rBT rBA 2 rBT rBA 1 cos (6.3) , где rBA − расстояние между буем и приемным устройством; − азимут надводного объекта; r ct (где c =3·108 м/с, t − время задержки между прямым и отраженным сигналами). В радиолокационной системе высокой скважности время задержки t определяется обычным путем. В настоящее время в качестве импульсного источника электромагнитного излучения в передатчике на буе может быть применен серийный импульсный магнетрон с холодным катодом, высоким коэффициентом полезного действия и стабильностью частоты, который показал хорошие эксплуатационные характеристики в серийных морских РЛС нового поколения [5]. Такой пакетированный с магнитом из редкоземельных материалов магнетрон имеет массу около 1 кг [7-10]. Это дает возможность увеличить энергопотенциал радара и упростить определение дальности до надводного объекта за пределами радиогоризонта, а также реализовать псевдокогерентный режим работы. Этот режим работы, как известно, предоставляет возможность определить скорость движения надводного объекта и устранить влияния на процессы измерений метеорологических помех и отражений от ветрового волнения моря. 6.2. Псевдокогерентная РЛС высокой скважности на основе буя за пределами радиогоризонта Функциональная схема псевдокогерентной импульсной РЛС на основе плавучего буя, представленная на Рис.6.1,б работает следующим образом. Передатчик 1 на основе импульсного магнетрона СМ диапазона с холодным катодом установлен на плавучем буе за пределами радиогоризонта. Он излучает направленный в горизонтальной плоскости сигнал мощностью Ризл и длительностью и . С помощью рупорной антенны 2 приемное устройство 3, которое является составной частью берегового приемного 181 центра, принимает сигнал и преобразует его в сигнал промежуточной частоты f ПЧ . Этот сигнал поступает как на вход спецвычислителя 7, так и на вход когерентного гетеродина 4, синхронизируя его. а) б) Рис.6.1. Импульсная псевдокогерентная РЛС с магнетронным передатчиком на буе за пределами радиогоризонта. Отраженный от надводного объекта сигнал принимает высоконаправленная антенна 9 основного приемного устройства 8, которое имеет общий гетеродин с приемным устройством 3. Выходной сигнал основного приемного устройства 8 поступает в спецвычислитель 7. При этом антенная система 9 наводится на максимум отраженного сигнала. Спецвычислитель 7 рассчитывает с помощью выражения (6.3) расстояние до надводного объекта выдает информацию о дальности и его азимуте на монитор. Далее сигнал с выхода основного приемного устройства поступает на вход усилителя-ограничителя 6, который осуществляет дополнительное усиление отраженного сигнала и его ограничение. Затем выходной сигнал усилителяограничителя поступает на один из входов фазового детектора 5. Опорным сигналом фазового детектора 5 служит выходной сигнал когерентного гетеродина. Таким образом, на выходе фазового детектора 5 возникнут биения, частота которых определяется эффектом Доплера. Для реализации 182 передающего импульсного устройства 1, установленного на буе за пределами радиогоризонта, требуются малогабаритные, эффективные вакуумные источники электромагнитного излучения сантиметрового и миллиметрового диапазонов длин волн (диапазон зависит от решаемых задач), с большим сроком службы. Малые габариты антенной системы позволяют установить на буе за пределами радиогоризонта приемо-передающее устройство миллиметрового диапазона, которое способно обеспечить локацию надводных объектов, в том числе малоразмерных, а информацию о них и надводной обстановке передать приемному центру на побережье с помощью более низкочастотного сигнала, который имеет малое ослабление при распространении за радиогоризонт. 6.3. Импульсные магнетроны для передатчиков псевдокогерентных РЛС высокой скважности на буях Магнетрон одна из первых вакуумных электронных ламп − генераторов электромагнитных колебаний высокой частоты [11-42]. Такие лампы нашли широкое применение в радиолокации вследствие того, что имеют сравнительно высокий КПД, простую конструкцию, небольшие габариты и вес. Это приборы с замкнутым электронным потоком и колебательным контуром в виде замкнутой периодической замедляющей структуры резонаторов. В многорезонаторных магнетронах эффективное взаимодействие электронного потока с высокочастотным электромагнитным полем происходит в статических ортогонально скрещенных электрическом и магнитном полях в пространстве между коаксиально расположенными катодом и анодом, которое называют пространством взаимодействия [12-42]. Можно отметить две особенности магнетронов, которые отличают их от других приборов. СВЧ. Одна из них − периодическая замедляюшая структура резонаторов анодного блока магнетрона, выполняющая функцию резонансного колебательного контура, служит также коллектором oтработавших электронов. Другая − в магнетронах всегда имеет место бомбардировка катода электронами, возвращающимися на его рабочую поверхность. Вследствие этого значительная часть подводимой к магнетрону мощности рассеивается на катоде. При работе в импульсном режиме с большими коэффициентами заполнения эта мощность становится сравнимой с мощностью подогрева катода и может превышать ее. Перегрев катодного узла приводит к 183 ухудшению эмиссионной способности его эмиттера и к сокращению срока службы катода. Срок службы термоэлектронных катодов магнетронов заметно сокращается при продвижении генераторов в коротковолновую область миллиметрового диапазона, где плотность рабочего тока на катоде достигает 100 А/см2 и более. В связи с этим разработка эффективных катодов, которые обеспечивают большой срок службы магнетронов, была и остается в настоящее время актуальной задачей [7-10, 21-25, 43, 44]. В магнетронах с многорезонаторным колебательным контуром, как и в других генераторах СВЧ колебаний, с укорочением рабочей длины волны эффективность процесса энергообмена между электронами и электромагнитным полем в их пространстве взаимодействия уменьшается. По этой причине для генерирования с их помощью необходимого уровня мощности СВЧ колебаний приходится увеличивать прикладываемую мощность путем увеличения рабочего напряжения и анодного тока. При этом энергию, отработавших электронов приходится рассеивать на ажурной периодической структуре резонаторов анодного блока магнетрона. Из-за небольшого расстояния между анодом и катодом возрастает вероятность возникновения электрических пробоев промежутка. По указанным причинам задача генерирования значительных уровней мощности СВЧ при длительном (тысячи часов) сроке службы традиционных магнетронов с термоэлектронными катодами как сантиметрового, так и миллиметрового диапазонов длин волн до настоящего времени не решена в полном объеме. Поиск путей решения задач, связанных с проблемой увеличения срока службы катодов магнетронов сантиметрового и миллиметрового диапазонов длин волн осуществляется по нескольким направлениям. Впечатляющие результаты достигнуты при разработке и применении сплавных катодов [43, 44]. Широкое распространение получили катоды из сплавов металлов Pd Ba , Pt Ba , Ir Ce . Эти катоды работают при более высоких рабочих температурах чем, например, диспенсерные катоды и обладают хорошими термо- и вторичноэмиссионными свойствами [43, 44]. Применение катодов с увеличенной эмиссионной поверхностью, в том числе и сплавных, в коаксиальных магнетронах (КМ) позволило создать мощные и надежные генераторы в сантиметровом диапазоне и в длинноволновой области миллиметрового диапазона [710, 21-25]. 184 Однако создание эффективной колебательной системы КМ в коротковолновой области миллиметрового диапазона наталкивается на большие технологические трудности. С другой стороны, применение металлосплавных катодов в магнетронах других типов не позволяет достичь энергетических характеристик, подобных характеристикам КМ. Так, например, в магнетроне МИ-453(РФ), генерирующем электромагнитное излучение в 2-мм диапазоне, металлосплавной катод работает при температуре, заметно превышающей допустимый ее уровень, что позволило обеспечить лишь минимально необходимый срок службы магнетрона − несколько сотен часов [24]. Кроме того, изменение рабочей температуры сплавных термоэлектронных катодов должно находиться в небольших пределах, поэтому магнетроны с такими катодами могут работать без изменения напряжения накала лишь в небольшом диапазоне изменения коэффициента заполнения, что сказывается на эксплуатационных характеристиках радиосистем с такими генераторами. Таким образом, применение даже наиболее эффективных типов современных термоэлектронных катодов не приводит к решению проблемы срока службы магнетронов, работающих в миллиметровом диапазоне длин волн. Размеры колебательного контура классических магнетронов пропорциональны длине рабочей волны, а величина напряженности магнитного поля в их пространстве взаимодействия пропорциональна 1 . Например, на частотах около 100 ГГц отверстие анодного блока классического магнетрона имеет диаметр около 1 мм, площадь рабочей поверхности его катода и анода пропорциональна 2 и составляет около 4 мм2. При этом подводимая импульсная мощность достигает 140 кВт, а рабочее магнитное поле около 2 Тл. Столь малые размеры резонаторов периодической структуры колебательного контура анодных блоков классических магнетронов не позволяют им рассеивать значительную мощность. Вследствие этого срок службы таких приборов не превышает 100 ч [14, 15]. Покрытие пленкой тугоплавкого металла рабочих поверхностей ламелей периодической структуры резонаторов колебательного контура магнетрона или увеличение рабочей поверхности его анодного блока способствуют повышению работоспособности генератора и устойчивости к тепловым нагрузкам. Этот путь связан с усложнением процесса технологии и влечет за собой существенное повышение стоимости магнетрона. Увеличить площадь рабочей поверхности анода в классических 185 магнетронах можно за счет увеличения диаметра анода путем увеличения числа резонаторов в периодической структуре анодного колебательного контура при неизменном анодном напряжении. Однако при этом возникают проблемы с обеспечением устойчивой работы магнетрона на выбранном типе колебаний. Для КМ и обращенных КМ перечисленные проблемы не характерны. Поэтому в настоящее время именно КМ составляют большинство выпускаемых мощных генераторов в коротковолновой области сантиметрового диапазона и длинноволновой области миллиметрового диапазона. Однако, как упомянуто выше, при продвижении КМ в коротковолновую область миллиметрового диапазона возникают новые технологические трудности при изготовлении его сложной резонаторной системы [19]. Для освоения названной области спектра приборами М-типа, вероятно, более перспективными являются конструкции магнетронов на пространственных гармониках поля колебательного контура, работающие в режиме дрейфово-орбитального резонанса [16-21, 37-42]. Сравнение параметров конструкций традиционных магнетронов [14, 15] и магнетронов на пространственных гармониках и гармониках дрейфово-орбитального резонанса [16-21, 34-42] свидетельствует о том, что при укорочении длины волны последние имеют увеличенные размеры пространства взаимодействия и работают при меньших величинах магнитного поля и анодного напряжения [17, 38]. Обзоры результатов разработки и создания нетрадиционных импульсных магнетронов миллиметрового диапазона длин волн представлены в [16-21]. Таким образом, и в настоящее время остается актуальной задача улучшения энергетических характеристик и увеличения срока службы импульсных магнетронов сантиметрового и миллиметрового диапазонов длин волн. В течение последних 60 лет в Украине и России выполнено много работ, посвященных исследованию и разработке многорезонаторных магнетронов с холодным вторично-эмиссионным катодом конструкторско-технологические [18-25]. В принципы процессе построения этих работ и созданы производства высоконадежных магнетронов с основными холодными вторично-эмиссионными катодами (ВЭК), возбуждение вторичной эмиссии с которых осуществляется первичными электронами, испускаемыми дополнительным маломощным полевым эмиттером или дополнительным маломощным термоэлектронным эмиттером. Такие магнетроны находят широкое применение в современных радиоэлектронных системах 186 нового поколения [5, 6]. Ниже представлены результаты разработок современных импульсных генераторных магнетронов с холодным вторично-эмиссионным катодом, пригодных для применение в качестве источников электромагнитного излучения в передатчиках РЛС нового поколения. По нашему мнению энергетические и массогабаритные характеристики описанных ниже магнетронов свидетельствуют о возможности построения на их основе передатчиков для импульсных псевдокогерентных РЛС большой скважности на буях. Рис.6.2. Внешний вид пакетированного коаксиального магнетрона «Бутон» Рис. 6.3. Магнетрон «Бутон» в передающем устройстве РЛС «Буревестник-1» [5]. Рис.6.4. Схематическое изображение электродинамической системы магнетрона «Бутон»: 1 – волноводный вывод энергии, 2 – стабилизирующий резонатор, 3 – щели связи, 4 – лопаточный резонатор, 5 – анод, 6 – технологический подогреватель,7 – керн холодного катода, 8 – вторчноэлектронный эмиттер, 9 – лезвийный полевой эмиттер, 10 – пространство взаимодействия электронов и волн. 6.3.1. Импульсный коаксиальный магнетрон Х-диапазона с полевым и вторично-электронным эмиттером Внешний вид серийного магнетрона «Бутон» пакетированного с магнитной системой показан на Рис.6.2. Магнетрон «Бутон» успешно демонстрирует свои энергетические и эксплуатационные характеристики в передающих устройствах морских РЛС серии «Буревестник» [5] (Рис.6.3). 187 Схематическое изображение его электродинамической системы показано на Рис.6.4. Магнетрон «Бутон» имеет анод 5 с периодической структурой из тридцати лопаточных резонаторов 4 и холодный катод 6-9, расположенный коаксиально аноду вдоль оси магнетрона, стабилизирующий резонатор 2, связанный через щели 3 связи с пятнадцатью лопаточными резонаторами 4. Отметим особенности генерации первичных и вторичных электронов с помощью представленной схемы холодного катода. В схеме конструкции холодного катода (Рис.6.5) полевая эмиссия (автоэмиссия) реализуется при подаче импульсов рабочего напряжения между анодом и катодом магнетрона и при установлении на рабочей поверхности лезвий полевого эмиттера величины напряженности электрического поля (3÷5)∙107 В/см. а) б) Рис.6.5. Схема узла холодного катода: 1 – лезвийные элементы полевого эмиттера; 2 – шайбы вторично-электронного эмиттера; 3 – керн катода; 4, 6 – фланцы-экраны; 5 – технологический подогреватель Выделим причины, определяющие нестабильный запуск процесса генерации электромагнитных колебаний магнетроном с холодным катодом, конструкция которого выполнена по указанной схеме. Первая из них – отсутствие на рабочих кромках дисков 1 полевого эмиттера напряженности электрического поля достаточной для обеспечения стабильной полевой эмиссии электронов. Вторая – кинетическая энергия первичных электронов Eкин eV ( e − заряд электрона, V − разность потенциалов между анодом и катодом) недостаточна для запуска эффективного процесса вторично-электронного размножения, если учесть что элементы 1 и 2 полевого и вторично-электронного эмиттеров находятся под одним потенциалом. В скрещенном, статическом электрическом и магнитном полях, вылетевшие с поверхности эмиттера частицы совершают циклоидальное движение. При этом 188 частицы, возвращающиеся на поверхность вторично-электронного эмиттера, бомбардируют её с той энергией, с которой они покинули эту поверхность. Энергия электронов, покидающих поверхность эмиттера, составляет: − для термокатодов до 5 эВ; − для вторично-эмиссионных катодов до 10 эВ; − для полевых (автоэлектронных) эмиттеров около 5 эВ. 6.3.2. Холодный катод магнетрона «Бутон» При создании основного холодного катода (ХК) магнетрона, в состав которого входят элементы 1 тела дополнительного катода в виде полевых эмиттеров и элементы 2 вторично-электронного эмиттера, необходимо определить профиль рабочих поверхностей эмиттеров и их взаимное расположение. Задача синтеза эффективного холодного катода упрощается, если известна динамика вторично-электронного размножения заряженных частиц. Ниже описаны особенности конструкции основного холодного катода магнетрона, содержащего элементы 1 тела дополнительного катода виде полевых эмиттеров, которые применяются в импульсных магнетронах, и элементы 2 тела вторично-электронного эмиттера [7-10], а также рассмотрена динамика процесса вторично-электронного размножения в его пространстве взаимодействия (Рис.6.6Рис.6.8) при генерировании наносекундных импульсов излучения. Схемы Рис.6.5 а) и б) конструкций ХК содержат в себе n 1... элементов 1 полевого эмиттера первичных электронов дополнительного катода, N 1 элементов 2 вторично-электронного эмиттера основного холодного катода 3, фланцы 4 и 6 на торцах керна 1, которые выполняют роль фокусирующих экранов, подогреватель 5, который используется в процессе тренировки и активации холодного катода магнетрона на протяжении технологического цикла. В первой схеме (Рис.6.4,а) конструкции холодного катода в качестве элементов 1 полевого эмиттера первичных электронов применены диски (лезвия) толщиной 1-10 мкм из тугоплавких металлов ( Cr ,Mo,Ta и др.), а в качестве элементов 2 вторично-электронного эмиттера – цилиндрические втулки из токопроводящего эмиссионно-активного материала (пористого W , пропитанного алюминатом Ba Ca ). Внешний диаметр дисков-лезвий 1 больше внешнего диаметра цилиндрических втулок 2 на (10-20)%. Вторая схема (Рис.6.5,б) конструкции холодного катода отличается от первой 189 тем, что в качестве n 1... элементов 1 полевого эмиттера первичных электронов применены диски из тугоплавких металлов ( Cr ,Ta, Nb и др.) толщиной (0,5÷150) мкм, на кромках которых выполнены периодические структуры типа эшелетт. При этом вершины выступов эшелетта в виде лезвий расположены вдоль оси катода [7-10]. Отметим особенности генерации первичных и вторичных электронов с помощью представленных схем холодного катода. В первой (Рис.6.5,а) и второй (Рис.6.5,б) схемах конструкции холодного катода полевая эмиссия (автоэмиссия) реализуется при подаче импульсов рабочего напряжения между анодом и катодом и достижении величины напряженности электрического поля (3÷5)∙107 В/см на рабочей поверхности полевых эмиттеров. Схемы (Рис.6.5) холодного катода обеспечивают энергию первичных электронов достаточную для запуска процессов вторично-электронного размножения заряженных частиц, в частности, при подаче тандема импульсов. Первый вспомогательный импульс имеет длительность в три раза большую, чем 70-наносекундный импульс рабочего напряжения и амплитуду меньшую, чем амплитуда рабочего напряжения. Можно предположить, что в этом случае автоэмиссионный процесс на рабочих поверхностях полевого эмиттера обеспечивает создание в пространстве между анодом и катодом «начальной» плотности пространственного заряда, которая запускает процесс вторично-электронного размножения заряженных частиц при спаде вспомогательного импульса. Процесс вторично-электронного размножения заряженных частиц в таких эмиссионных системах при возрастании величины плотности пространственного заряда до значения (3÷5)% плотности рабочего тока запускается также под действием сил Кулона. При возбуждении автоколебаний – процесс вторично-электронного размножения заряженных частиц лавинообразно нарастает под действием ВЧ-поля. В упомянутых схемах конструкции основного холодного катода элементы 1 полевого эмиттера, расположенные в пространстве взаимодействия, постоянно находятся под действием факторов, которые уменьшают срок службы пленочных полевых эмиттеров (электрокоррозия, пондермоторные силы) и магнетрона в целом. Таким образом, для успешного запуска процесса вторично-электронного размножения заряженных частиц, электроны должны получить некоторую «добавку» кинетической энергии. Эту «добавку» энергии можно обеспечить за счет дополнительного источника или при движении частиц в неоднородном электрическом поле. 190 6.3.3. Конструкция и параметры коаксиального магнетрона «Бутон» Генераторный магнетрон содержит анодный блок с периодической структурой из 30-ти лопаточных резонаторов (Рис.6.4), которые связаны традиционным способом (через щели связи) со стабилизирующим резонатором. Накопленная в стабилизирующем резонаторе высокочастотная энергия канализируется в нагрузку с помощью волноводного вывода. На керне 3 основного холодного катода закреплены элементы 1 полевого эмиттера дополнительного катода и элементы 2 вторичноэлектронного эмиттера. Подогреватель 5 предназначен для технологических операций обезгаживания и активации элементов 2 вторично-электронного эмиттера и элементов 1 полевого эмиттера (Рис.6.5). Магнетрон пакетирован с магнитной системой из постоянных самарий-кобальтовых магнитов. Масса пакетированного магнетрона «Бутон» около 1 кг [7-10]. 6.3.4. 3D численное моделирование характеристик магнетрона «Бутон» В основе модели лежит решение самосогласованной задачи о взаимодействии электронов и электромагнитных волн в статических скрещенных электрическом и магнитном полях методом крупных частиц в трехмерной постановке. Моделирование динамики процесса вторично-электронного размножения в пространстве взаимодействия магнетрона в случае применения схем конструкции его основного холодного катода (Рис.6.5,а,б) осуществлено при следующих условиях: − не учитывалась неравномерность электростатического поля по оси холодного катода; − диски 1 лезвийных элементов полевого эмиттера предполагались «прозрачными» [26-29]. На Рис.6.6 и Рис.6.7 показана динамика процесса вторично-электронного размножения заряженных частиц на начальной стадии для схем (Рис.6.5,а,б) холодного катода. Рис.6.6. Начальная стадия динамики вторичноэмиссионного размножения электронов при стимулировании вторично-электронного эмиттера первичными электронами с лезвийного полевого эмиттера 191 а) б) Рис.6.7. Иллюстрация начала процесса размножения в торцевых областях вторичноэлектронного эмиттера При возрастании взаимодействия мощности магнетрона (Рис.6.6, электромагнитного Рис.6.7) динамика поля в пространстве вторично-электронного размножения заряженных частиц переходит в стадию группировки электронов и установление режима автоколебаний (Рис.6.8). Схема холодного катода (Рис.6.5) обеспечивает энергию первичных электронов достаточную для запуска процессов вторично-электронного размножения (Рис.6.6Рис.6.8), в частности, при подаче тандема импульсов. Первый вспомогательный импульс (пьедестал) имеет длительность в три раза большую, чем 70-наносекундный импульс рабочего напряжения и амплитуду меньшую, чем амплитуда рабочего напряжения. Рис.6.8. Динамика вторично-электронного размножения заряженных частиц на стадии группировки и режима автоколебаний Можно предположить, что в этом случае автоэмиссионный процесс на рабочих поверхностях полевого эмиттера обеспечивает создание в пространстве между анодом и катодом «начальной» плотности пространственного заряда, которая запускает процесс 192 вторично-электронного размножения при спаде вспомогательного импульса. Следует отметить, что трехмерное математическое моделирования процесса вторичноэлектронного размножения показывает, что в созданном коаксиальном магнетроне Хдиапазона он начинается в торцевых областях холодного катода (Рис.6.7). Процесс вторично-электронного размножения электронов в таких эмиссионных системах запускается также под действием сил Кулона при возрастании величины плотности пространственного заряда до значения (3÷5)% от плотности рабочего тока. При возбуждении автоколебаний процесс вторично-электронного размножения лавинообразно нарастает под действием ВЧ-поля (Рис.6.8). Таким образом, для успешного запуска процесса вторично-электронного размножения, электроны должны получить некоторую «добавку» кинетической энергии. Эту «добавку» энергии можно обеспечить за счет дополнительного источника или при движении частиц в неоднородном электрическом поле. Рабочее напряжение магнетрона в передатчике обеспечивает модулятор, построенный на твердотельных элементах. В передатчиках РЛС серии «Буревестник» («Буревестник-1» и «Буревестник-4») [5] коаксиальный импульсный магнетрон «Бутон» продемонстрировал свои высокие эксплуатационные характеристики. В настоящее время наработка до отказа составляет около 20000 часов. Основные энергетические параметры импульсных магнетронов коаксиальной конструкции с холодным («Бутон») приведены в Табл.6.1. Таблица 6.1. энергетических параметров магнетрона «Бутон» [5]. Энергетические параметры Выходная мощнсть, кВт Напряжение анода, кВ Ток анода в импульсе, А Длительности импульса, мкс Минимальная скважность Длительность переднего фронта модулирующегоимпульса, мкс Гарантируемый срок службы, ч МИ «Бутон» 25 8 7,5 0,05 ÷ 6,0 500 0,02 ÷ 0,2 10000 6.4. Передатчик миллиметрового диапазона для РЛС большой скважности на буях Для обнаружения малоразмерных 193 надводных объектов и контроля их перемещения в зоне морской границы может быть применена РЛС миллиметрового диапазона с передатчиками, установленными на буях за пределами радиогоризонта. Схема портативного передатчика на буях за пределами радиогоризонта предусматривает применение импульсного магнетрона Ка-диапазона в качестве источника электромагнитного излучения. В настоящее время номенклатура импульсных магнетронов Ка-диапазона с большим сроком службы для применения в передатчиках портативных РЛС крайне ограничена в связи с проблемами, которые возникают в вакуумной электронике при освоении новых коротковолновых диапазонов длин волн. Эти проблемы можно классифицировать по следующим признакам: конструкторскотехнологические проблемы, теоретико-расчетные проблемы, фундаментальные проблемы. Ниже мы рассмотрим некоторые аспекты фундаментальных проблем эволюции представлений о физических процессах в нетрадиционных импульсных магнетронах миллиметрового диапазона с «харьковским режимом» работы. Они связаны с правильным пониманием физики процессов, происходящих в этих приборах, и, соответственно, с корректной физической моделью генераторного прибора. Следует отметить, что именно выбор корректной модели магнетронного генератора миллиметровых волн, т.е. той модели, которая соответствует объективной реальности, обеспечивает правильное решение всех возникающих проблем при определении величин рабочего напряжения и магнитного поля, массы магнитной системы, габаритов прибора, выходной мощности, КПД, срока службы. По этой причине ниже мы сосредоточим внимание лишь на вопросах уточнения существующих моделей физических процессов в нетрадиционных импульсных магнетронах миллиметрового диапазона длин волн с «харьковским режимом» работы. Для создания малогабаритных, экономичных передатчиков, установленных на плавучих буях за пределами радиогоризонта, и представляющих собой передающую систему РЛС большой скважности, требуются компактные импульсные магнетроны с выходной мощностью 2÷5 кВт и более при рабочем напряжении не превышающем 8 кВ. Такой генератор электромагнитного излучения должен иметь универсальные характеристики − работать в широком диапазоне длительностей импульсов и частот их повторения, иметь малый вес и габариты, простую и эффективную систему охлаждения. Кроме того, магнетрон должен обеспечивать высокую надежность запуска, большой срок службы и, по возможности, быть недорогим. 194 Известно, что один из эффективных способов увеличения срока службы и повышения надежности вакуумных электронных СВЧ приборов предусматривает снижение удельной тепловой нагрузки на электроды. Проще всего этого можно достичь путем увеличения в магнетроне размеров пространства взаимодействия электронного потока с электромагнитными волнами. В процессе анализа возможных схем построения такого генератора, была выбрана схема конструкции импульсного магнетрона, работающего на пространственных гармониках электромагнитного поля его колебательного контура [16-21] в режиме дрейфово-орбитального резонанса [34-42]. Такой магнетрон содержит в себе основной холодный катод, вторично-электронный эмиттер которого обеспечивает эмиссию рабочего тока генератора и дополнительный катод, эмиттер которого обеспечивает эмиссию первичных электронов, запускающих вторично-эмиссионный процесс. В одном техническом решении первичные электроны обеспечивает термоэлектронный эмиттер дополнительного торцевого катода [36-40]. В другом техническом решении первичные электроны обеспечивает полевой эмиттер дополнительного торцевого катода [41, 42]. В ИРЭ им. А.Я. Усикова НАН Украины (ИРЭ НАН Украины) с середины 1960-х годов предложены технические решения на уровне изобретений, успешно осуществляется разработка и реализация упомянутых нетрадиционных импульсных магнетронов с «харьковским режимом» работы в миллиметровом диапазоне длин волн. [16-21]. От традиционных (классических) импульсных генераторов М-типа миллиметрового диапазона [14, 15] нетрадиционные магнетроны, предложенные в ИРЭ НАН Украины, отличаются существенно возросшим рабочим объемом пространства взаимодействия электронов и электромагнитных волн, увеличенным диаметром катода, уменьшением проблем, возникающие при решении тепловых задач, уменьшенными рабочими напряжением и магнитным полем [17. С указанного периода времени ИРЭ НАН Украины был и остается пионером в фундаментальных исследованиях, вопросах разработки и создания магнетронов с холодным катодом на пространственных гармониках в режиме дрейфово-орбитального резонанса в миллиметровом диапазоне длин волн [18-21]. Работа в реальных условиях импульсных магнетронов с холодным вторично-эмиссионным катодом, предложенных в ИРЭ НАН Украины, показывает, что время их безотказной работы и сохранения эксплуатационных параметров составляет не меньше 10000 часов [5]. 195 6.5. Магнетроны Ка-диапазона с холодным катодом Решение задач связанных с разработкой и созданием импульсных магнетронов миллиметрового диапазона длин волн c холодным катодом, большим сроком службы и сравнительно невысокими рабочими напряжением и магнитным полем является актуальным. Известен ряд нетрадиционных магнетронов с основным холодным вторично-эмиссионным катодом – импульсных генераторов электромагнитного излучения миллиметрового диапазона волн, созданных в ИРЭ НАН Украины, РИ НАН Украины, а также в ОАО «Плутон» (г.Москва, РФ) и ЗАО ОКБ «Тантал» (г.Саратов, РФ), которые работают на пространственной гармонике колебаний не -вида при напряжениях выше 8 кВ [18-21, 23-25]. Существующие в научной литературе методики расчета и проектирования традиционных магнетронов [30] не соответствуют задачам, которые возникают при создании нетрадиционных приборов М-типа, в частности, магнетронов на пространственных гармониках. Это обусловлено, прежде всего, отсутствием единства позиций авторов и фрагментарностью решаемых ими проблем. Кроме того, разработчики традиционных магнетронов в своих публикациях, посвященных методам расчета геометрии пространства взаимодействия генератора и его выходных характеристик, в частности, рабочих напряжения, тока и магнитного поля, другими словами, электроники прибора, оперируют с некой обоснованной компромиссами исходной геометрией и (или) с неким рациональным выбором параметров его режима работы. Под давлением обстоятельств, чтобы сократить затраты машинного времени и оперативной памяти, разработчики магнетронов вынуждены упрощать математические модели путем пренебрежения несущественными, по их мнению, физическими процессами. Зачастую при разработке «неклассических» магнетронов они вынуждены без достаточных на то оснований, применять эмпирические формулы, полученные при проектировании «классических» магнетронов. Естественно, это приводит к ошибкам. Для их преодоления продолжается поиск продуктивных подходов [31, 32]. Аналитическая теория процессов электронно-волнового взаимодействия, в основе которой лежит неоспоримое физическое явление, могла бы объяснить существенную разницу между основными параметрами и режимами работы «классических» и «неклассических» магнетронов. Предложенная в ИРЭ им. А.Я. Усикова НАН Украины аналитическая модель электронно-волнового взаимодействия в нетрадиционных 196 («неклассических») магнетронах, работающих в режимах дрейфово-орбитальных резонансов позволяет прояснить ранее малоизученные аспекты физических процессов в приборах М-типа, а также может быть использована при разработке новых и оптимизации существующих магнетронных источников СВЧ излучения миллиметрового и субмиллиметрового диапазона волн [34-40]. Данная модель в значительной степени позволяет отказаться от эмпирического подхода при выборе параметров нетрадиционного магнетрона, работающего в миллиметровом диапазоне длин волн, сокращает затраты времени и ресурсов при создании эффективных генераторов электромагнитного излучения. Для компьютерного расчета и проектирования нетрадиционных магнетронов разработчики применяют двумерные и трехмерные численные модели [31, 32, 36-40]. Для пользы дела целесообразно создать непротиворечивый общий алгоритм проектирования элементов, узлов и нетрадиционного магнетрона в целом, а также соответствующий ему программный продукт и банк данных. При решении указанного комплекса задач первоочередным является этап нахождения (расчета и оптимизации) упомянутой выше исходной геометрии пространства взаимодействия и параметров режима работы (рабочего магнитного поля и анодного напряжения), которые как «первое приближение» соответствовали бы основным требованиям технического задания на проектирование и могли бы быть применены в качестве исходных при численном 3-D моделировании и расчетах, что позволяет существенно уменьшить число экспериментальных образцов на пути к созданию оптимальной конструкции генератора. В настоящее время, основой теоретического изучения физики процессов в генераторах М-типа остаётся численное моделирование. Нелинейная динамика электронно-волнового взаимодействия в магнетронах на пространственной гармонике (с основным холодным вторично-эмиссионным катодом) с помощью численного моделирования изучена недостаточно [36-40]. Ниже представлено краткое описание новой методики расчета параметров нетрадиционных магнетронов на частотах 35 ГГц и 32 ГГц, в которых взаимодействие электронов и электромагнитного поля не ограничивается (-1)-й пространственной гармоникой колебаний π/2-вида и осуществляется в режиме дрейфово-орбитального резонанса. В основе методики лежит аналитическая модель дрейфово-орбитальных резонансов и 3-D численное моделирование. 197 Как показано в работах П.Л. Капицы [33], в скрещенных полях траектория электрона в отсутствие возмущающего поля (в статическом режиме) может быть представлена в виде: z e1t e2t , (6.4) где z rei − координата электрона в цилиндрической системе координат, и − константы (фактически соответствующие радиусам эпитрохоидального движения в комплексном виде), C 2eU a m r22 r12 1,2 2 1 4C 2 , eB m − циклотронная частота, , U a − разность потенциалов между центральным электродом и магнетронным волноводом; r1 и r2 - радиусы, соответственно, внутренней и внешней границ пространства взаимодействия. В зависимости от начальных условий, в скрещенных полях реализуется либо низкоорбитный ( 1 ) тип движения электронов, либо высокоорбитный ( 1 ). а) б) Рис.6.9. Низкоорбитный (а) и высокоорбитный (б) режим электронно-волнового взаимодействия в М-приборе Анализ проведен при следующих допущениях: задача решается в приближении заданного поля, влиянием пространственного заряда пренебрегаем, релятивистские эффекты не учитываются, распределение полей вдоль пространства взаимодействия (перпендикулярно плоскости Рис.6.9) – однородно. Введем следующие обозначения: p − число вариаций ВЧ-поля по периметру пространства взаимодействия p N , где N − число резонаторов, − номер 198 пространственной гармоники, − мода колебаний. Для -вида колебаний: 0 , N 2 , p N 2 ; 2 − угловая частота колебаний в резонаторе. Чтобы получить уравнения движения электрона под действием ВЧ поля, используем метод усреднения, впервые предложенный для приборов М-типа П.Л. Капицей. Как известно, для классических магнетронов данный метод приводит к условию резонанса p1 , означающему чисто дрейфовое электронно-волновое взаимодействие. В нашем случае, учет орбитальной компоненты движения электронов, необходимый в режиме близ критической величины рабочего магнитного поля, даёт иные резонансные условия. Для низкоорбитного случая имеем: p1 n 2 1 , n 1, 2,... . (6.5) Соответственно, уравнения движения под действием ВЧ поля имеют вид: E0 r2 n * p 1 n *n 1 e S p 1 i p 2 2 4 m 4C r1 4C где E0 K 2 C C E0 r2 n 1 * p n *( n 1) 1 e S p 1 i 2 4 m 4C r1p 2 4C n 1, 2,....( p 1) 4 E1 sin ph / 2 sir r2 r1 p , (6.6) , E1 − амплитуда ВЧ поля между ламелями магнетронного волновода; h − угловая полуширина щели между ламелями; ei , ei − комплексные переменные ( − радиус большой (циклотронного типа) орбиты, − радиус окружности ведущих центров электронных орбит); S pn p ! n!( p n)! − коэффициент разложения в ряд по биному Ньютона, то есть имеет место p p S pn p n n ; K n 0 Для случая e ua ln r2 r1 . m высокоорбитного движения приобретает вид: 199 электронов, условие резонанса p1 n 2 1 , n 1, 2,... . (6.7) Уравнения движения электрона в этом случае: E0 r2 n 1 * n 1 *( p n ) 1 e C S p 1 i p 4 m 2 4C r1 2 4C E0 r2 n *n *( p 1 n ) 1 e S p 1 i p 2 2 4 m 4C r1 4C K 2 C. (6.8) n 1, 2,....( p 1) Введём безразмерные переменные: ua U a U1 , b B B1 , 6.9) 2 2 m 2 m r2 где B1 2 ; U1 1 . e 2 p2 e p Исходя из этого, формулу рабочего потенциала в скрещенных полях можно записать в виде: 2 1 b ua b . 1 2n p 2 (6.10) Высокоорбитный и низкоорбитный режимы представлены тем же вираженням (6.10), но на различных по величине рабочего магнитного поля участках с точкой перехода B B1 ( U1 ( B1 ) − точка, которая разделяет низкоорбитный и высокоорбитный режимы движения электрона). Интегрируя уравнения движения электрона при наличии возмущающего поля, накладывая условия эффективного энергообмена, можно получить выражение для минимального конечного радиуса электронной орбиты в высокоорбитном режиме: a1 r2 1 n p . 200 Этому конечному радиусу соответствует начальный радиус электронной орбиты: a0min r2 1 n p . (6.11) Аналогично для низкоорбитного случая: a1 r2 n p , a0min r1n p ( p / n 1)(1/ 2 1) 1 , (6.12) где r1 r2 . Физический смысл условий, накладываемых на величину радиусов циклотроноподобных орбит, легко понять, из следующих преобразований. Запишем выражения для фазовой скорости замедленной волны, орбитальной скорости электрона и скорости движения (дрейфа) ведущего центра орбиты в виде: vф r2 p ; vorb 2 ; vdr 1 . (6.13) Подставляя эти выражения в условия электронно-волнового резонанса (6.5), (6.7), с учётом формул для минимального конечного радиуса циклотроноподобной орбиты (6.11), (6.12) имеем и для высокоорбитного, и для низкоорбитного случая: vф vorb vdr (6.14) Данное соотношение является формулой синхронизма для электронно-волнового взаимодействия в режиме дрейфово-орбитальных резонансов. Ниже представлены результаты сравнения данных полученных с помощью новой модели с данными экспериментальных исследований, представленных в [16-18]. В работах [34, 35] было показано, что существует минимальный потенциал, обеспечивающий выполнение условия синхронизма (6.15). Обозначим минимальный потенциал, как U F и введём безразмерную переменную: 201 такой uF U F U1 . (6.15) Тогда, с учётом выражений для радиусов электронных орбит, имеем для высокоорбитного режима: 2 u 1 n 2 uF 1 b 1 1 a2 ua 0 , 2 1 p b (6.16) где ua 0 U a 0 U1 − приведенный к безразмерному виду потенциал, действующий на электрон к моменту начала взаимодействия. Аналогично, для низкоорбитного режима: 2 ua 2 2 n 1 p 2 uF b 1 1 2 1 1 1 ua 0 . 1 2 b2 p n (6.17) Очевидно, что если разность потенциалов в пространстве взаимодействия меньше указанного потенциала формирования ( U a U F ), генерация автоколебаний в магнетроне отсутствует. На Рис.6.10÷Рис.612 в безразмерном виде представлены потенциалы синхронизации и формирования для ряда разработанных и созданных магнетронов. a) б) Рис.6.10. Зависимость U a b для чисто дрейфовых ( n 0, прямая линия) и дрейфово-орбитальных режимов (непрерывные кривые) при p 11, 0,45 (a) и при p 27, 0,625 (б). Штриховая кривая − Халловская парабола отсечки; мелко-штриховые кривые − потенциалы формирования U F для n 1 и n 2 202 «Треугольниками» пространственных отмечены гармоник рабочие (тёмный точки треугольник магнетронов соответствует в режимах магнетрону, использующему -вид на +1-й пространственной гармонике), «кружочки» − рабочие точки магнетронов в режимах «слабых полей», «крестики» – рабочие точки магнетронов, близких к «классическим». Рис. 6.11. Зависимость U a b при p 18 (крупноштриховая кривая - Халловская парабола отсечки при 0,34) Рис. 6.12. Зависимость U a b при p 12 (крупно-штриховая кривая - Халловская парабола отсечки при 0,58) Как видно из рисунков, характеристики всех «неклассических» магнетронов хорошо соответствуют области дрейфово-орбитального взаимодействия. Рабочие точки магнетронов близких «классическим» находятся вблизи прямой n 0 , т.е. отвечают электронно-волновому взаимодействию чисто дрейфового типа. Можно сделать вывод, что для большинства рассмотренных магнетронов миллиметрового диапазона характерен общий механизм электронно-волнового взаимодействия. И, в качестве наиболее вероятного - можно назвать низкоорбитный дрейфово-орбитальный механизм, отвечающий резонансному условию p1 n 2 1 . 6.5.1. Магнетронный генератор на частоте 35 ГГц Эффективность предложенной в ИРЭ НАН Украины аналитической модели физических процессов в нетрадиционных импульсных магнетронах с «харьковским режимом» работы апробирована в реальном зарубежном проекте, посвященном разработке и созданию импульсного магнетрона Ка-диапазона. Как известно, при создании радаров ближней радиолокации на частоте 35 ГГц, значительный интерес представляет магнетрон с большим сроком службы, выходной мощностью 2-3 кВт при рабочем напряжении не превышающем 8 кВ. 203 При выборе конструктивных параметров образца №1, в основу были положены эмпирические соотношения традиционного метода проектирования. При проектировании образцов №2 и №3, применялась разработанная в ИРЭ НАН Украины дрейфово-орбитальная модель электронно-волнового взаимодействия. В частности отличающееся от формулы Хартри выражение для рабочего потенциала (6.10). Также применялось выражение для потенциала формирования (6.17) (Табл.1). Для всех трех вариантов магнетрона проведено численное моделирование, результаты которого подтвердили правильность выбора параметров для образцов №2, №3. Численное моделирование с помощью программы 3D MAGIC подтвердило формирование вдоль границы электронного облака 16-ти поверхностных электронных сгустков, в соответствии с результатами аналитической модели (Рис.6.13, а, б) [38]. Из расчётов с использованием этой программы следует, что образец №2 должен эффективно работать именно в выбранной согласно аналитической модели области низких магнитных полей и напряжений. Таблица 1. Конструктивные параметры экспериментальных образцов магнетронов Номер образца Число резонаторов Диаметр анода, мм Диаметр катода, мм Толщина ламели, мм 1 2 3 20 20 16 3,3 4,6 4 2,4 3 2,4 0,2 0,36 0,39 а) б) Рис.6.13. Состояние электронного облака в анодной системе (образц №2) через 100 нс, после начала колебаний ( U a = 6.5 кВ, B = 0,4 Tл, рабочая частота 35,2 ГГц) [38] 204 Рис.6.14. Зависимость выходной мощности, анодного и катодного токов от времени [38] Рис. 6.15. Зависимость мощности и КПД от рабочего напряжения (образец №2) [38] Рис. 6.16. Анодный блок магнетрона с выходным устройством (образец №2) Рис. 6.17. Зависимость мощности и КПД от рабочего магнитного поля (образец №2) [38] Для образца №1, рассчитанного по эмпирическим соотношениям, имеются проблемы с воспроизводимостью рабочих параметров и ряд расхождений с данными численного расчёта. Анализ экспериментальных данных даёт этому объяснение. Как видно из Рис.6.19,a, рабочие точки этого прибора ложатся в область чисто дрейфового электронно-волнового взаимодействия. Однако, данный механизм устойчив лишь при существенно закритических магнитных полях. То есть, при оптимизации такого прибора следовало бы увеличить рабочее магнитное поле до 1 Тл и выше, а напряжение − соответственно до 10 кВ и выше. Создание магнитной системы с указанными параметрами увеличивает массу пакетированного магнетрона. Рис.6.18. Внешний вид пакетированного магнетрона Ка-диапазона (образец №1) Приемлемо с практической точки зрения выглядят данные образца №2. Как видно из Рис.6.19,б практически все его рабочие точки ложатся в область дрейфовогоорбитального («неклассического») взаимодействия. У магнетрона №2 действительно низкие значения напряженности магнитного поля (почти в два раза меньше, чем у образца №1), хотя и при относительно меньшей выходной мощности. В то же время такой магнетрон, благодаря очень большой площади поверхности анода, представляет большой интерес для генерации импульсов 205 длительностью несколько микросекунд. Небольшое увеличение диаметра катода при оптимизации геометрии пространства взаимодействия образца №2 приведет к увеличению выходной мощности и КПД магнетрона. a) б) Рис.6.19. Зависимость U a (В) для образцов №1 (а) и №2 (b) (крупно-штриховая кривая – парабола отсечки, мелко-штриховая – пороговое напряжение U F при n 1 , 4 , p 16 Образец №3 при напряжении 6,5 кВ вообще не генерировал 3-й вид колебаний, который изначально планировался для работы. Как видно из Рис.6.20 рабочие точки этого прибора лежат выше параболы критических режимов. Однако противоречие – лишь кажущееся. Фактически, это означает, что автоколебания в магнетроне возбуждает ток с эмиттера дополнительного торцевого катода. Вторичные электроны с основного холодного катода не участвовали в электронно-волновом взаимодействии. Для решения проблемы необходимо увеличить диаметр основного холодного катода, увеличивая при этом ток вторичной эмиссии, т.е. рабочий ток генератора. Рис.6.20. Зависимость U а (В) для образца №3 при 4 , p 12 В целом, образцы №2, №3 созданные с помощью новой аналитической модели имеют существенно более выгодную геометрию пространства взаимодействия. По 206 сравнению с образцом №1 увеличены диаметры отверстий анодных блоков, увеличена толщина ламелей, что делает эти образцы перспективными для развития − как с точки зрения увеличения рабочих токов вторичной эмиссии, так и в плане увеличения срока службы, за счет уменьшения плотности мощности рассеиваемой на аноде. Существенно сниженные рабочие магнитные поля обеспечивают уменьшение массы и габаритов магнитной системы и прибора в целом (по сравнению с образцом №1, почти в два раза). 6.5.2. Магнетронный генератор на частоте 32 ГГц Аналитическая модель. Имеем следующие исходные требования к параметрам магнетрона: генерирование электромагнитных колебаний на частоте 32 ГГц при рабочем напряже-нии U a =8 кВ, рабочем магнитном поле B около 0,4 T [40, 41]. С помощью представленной выше аналитической модели, мы определили следующие геометрические размеры узлов импульсного магнетрона с основным холодным вторично-эмиссионным катодом: радиус анода ra =3,5 мм, радиус катода rк =2,6 мм, длина эмиттера основного катода leК =4 мм, для режима взаимодействия синхронных электронов с ВЧ полем первой положительной пространственной гармоники (рабочая мода N 2 ), оптимальное число лопаточных резонаторов N 12 (Рис.6.21) и число вариаций ВЧ поля p =18 [40]. Ниже для иллюстрации представлены результаты аналитического и численного моделирования для магнетрона с N 12 и p =18. Рис.6.21. Схематическое изображение пространства взаимодействия 32 ГГц магнетрона с 12 лопаточными резонаторами, работающего в режиме (+1)-й пространственной гармонике на первом дрейфово-орбитальном резонансе колебаний -вида Рис.6.22. Зависимость U а (b) при числе лопаточных резонаторов N 12 и числе вариаций электромагнитного поля p 18 (мелко-штриховая линия – пороговое напряжения для первой n 1 гармоники дрейфово-орбитального резонанса) Подстановка рассчитанных параметров в формулу (6.10) позволяет построить 207 зависимость, представленную на Рис.6.22 [40]. Рисунок иллюстрирует, что при заданных рабочем напряжении и магнитном поле, рассчитанной геометрии пространства взаимодействия магнетрона его рабочая точка лежит вблизи параболы критических режимов на кривой первой n 1 гармоники дрейфово-орбитального резонанса. Трехмерная численная модель 32 ГГц магнетрона. При построении трехмерной численной модели импульсного магнетрона с холодным вторично-эмиссионным катодом, работающего на частоте 32 ГГц использована геометрия пространства взаимодействия, ra =3,5 мм, rк =2,6 мм, количество резонаторов N 12 , величины анодного напряжения U a =8000 В и рабочего магнитного поля B 0, 4T , значения которых определены с помощью вышеописанной аналитической модели. Моделирование процессов вторично-электронной эмиссии осуществлено с учетом результатов работ [45, 46]. Коэффициент вторичной эмиссии выбран равным 1,8 при энергии бомбардировки 780 эВ. Разброс энергии первичных электронов, которые вылетают с дополнительного термоэлектронного катода выбран в интервале 2÷5 эВ. В основе трехмерной модели лежит концепция самосогласованного поля, для решения кинетического уравнения применен метод крупных частиц, коэффициент укрупнения 0,85∙106 электронов в частице. Метод базируется на совместном решении уравнений возбуждения анодной резонаторной замедляющей системы электронным потоком, уравнения Пуассона, уравнений движения. Результаты численного моделирования методом крупных частиц представлены на Рис.6.23. Рабочая частота 32 ГГц, выходная мощность около 6 кВт, КПД около 9% при U a =8000 В, B 0, 4T , рабочем токе около 8,3 А. Масса магнетрона, пакетированного с магнитной системой из редкоземельных материалов, не превышает 1 кг. Полученные выходные значения мощности и КПД могут быть увеличены путем оптимизации конструкции магнетрона, так как в модели было использовано одномодовое приближение. В силу этого не учитывалось «размывающее» воздействие на электронную втулку со стороны остальных видов колебаний анодной системы. Разработана также модификация импульсного магнетрона 32 ГГц с запуском с помощью первичных электронов из дополнительных торцевых полевых эмиттеров [41, 42]. На Рис.6.24 показана схема конструкции магнетрона с лезвийными торцевыми полевыми эмиттерами [42]. 208 Рис.6.23. Зависимость рабочего тока, КПД и выходной мощности магнетрона с холодным вторично-эмиссионным катодом от длительности процесса моделирования. Рис.6.24. Схема конструкции магнетрона 32 ГГц с холодным вторично-эмиссионным основным катодом и дополнительным торцевым катодом с полевыми эмиттерами: 1 – анодный блок, 2 – струтура резонаторов колебательного контура, 3 – основной холодный катод, 4 - вторичноэлектронный эмиттер, 5 – торцевые фланцы, 6 – изолятор, 7 – дополнительный катод с полевым эмиттером, 8 – волноводный вывод высокочастотной энергии, 9 – токовводы дополнительного катода, 10 – лезвийные зоны полевого эмиттера. На Рис.6.25 и Рис.6.26 представлены результаты математического моделирования характеристик дополнительного торцевого катода с полевыми эмиттерами системы запуска процесса генерации электромагнитных колебаний [42]. Они свидетельствуют о том, что полевой эмиттер дополнительного торцевого катода обеспечивает необходимую величину тока для безынерционного запуска магнетрона при заданных 209 рабочих напряжениях. Такая конструкция магнетрона обеспечит срок службы генератора миллиметровых волн не меньше 10000 час. Рис.6.25. Результаты математического моделирования методом R-функций распределения электрического потенциала в диодном промежутке дополнительного торцевого катода с полевым эмиттером. Рис.6.26. Вольтамперная характеристика дополнительного торцевого катода с периодической структурой лезвийных полевых эмиттеров: 1 - из Мо, 2 – покрытых алмазоподобной пленкой. 6.6. Выводы По нашим оценкам и убеждениям целесообразно создавать РЛС на основе плавучего радиобуя для экологически безопасного загоризонтного обнаружения надводных объектов, контроля надводной обстановки и охраны территориальных вод. Предложенная псевдокогерентная радиолокационная система высокой скважности экологически безопасна: передающее устройство вынесено за пределы радиогоризонта и плотность его мощности на морском побережье не превышает допустимые санитарные нормы. При существенно меньшем энергопотенциале, чем береговые импульсные загоризонтные РЛС, предложенная псевдокогерентная радиолокационная система позволяет обнаруживать надводные объекты за пределами радиогоризонта. При этом, она не имеет недостатков РЛС с источником электромагнитного излучения непрерывного действия: наличия двух высокопотенциальных разнесенных в пространстве антенн для излучения и приема и необходимость осуществления высокого уровня развязки (70÷90 дБ) между антеннами. Литература 1. Справочник по радиолокации. Под ред. М. Сколника. Т. 4. Радиолокационные станции и системы. Сов. радио, 1978. – 375 с. 210 2. 3. 4. 5. 6. 7. 8. 9. 10. 11. 12. 13. 14. 15. 16. 17. 18. 19. 20. Аграновский К.Ю. и др. Радиотехнические системы. − М.: Высш.Школа, 1979. – 333 с. Миценко I.М., Коваль О.А., Хоменко С.I. Застосування бicтатичноi РЛС для загоризонтного виявлення надводних об’ектiв. – Зб. Наукових праць. МО Украiни. Харкiвський вiйськовий унiверситет. Вип.3(41). Харкiв, 2005. − т.11. – С.132-136. Мыценко И.М. Роенко А.Н. Экологически безопасная РЛС для охраны территориальных вод. − Труды 20-й Международной Крымской конференции «СВЧ-техника и телекоммуникационные технологии» 13-17 сентября 2010. Севастополь, Украина. − т.2. − С.1243-1244. Дзюба В.П., Ерёмка В.Д., Зыков А.Ф., Милиневский Л.П., Мыценко И.М., Прокопенко О.И., Роенко А.Н., Роскошный Д.В. Физические основы и радиолокационные средства контроля надводной обстановки и судоходства / Под редакцией В.М. Яковенко. – Севастополь: Вебер, 2012. − 196 с. Ерёмка В.Д., Мыценко И.М, Халамейда Д.Д. Экологически безопасная многопозиционная РЛС для охраны морской границы. – Труды 23-й Международной Крымской конференции «СВЧ-техника и телекоммуникационные технологии» 9-13 сентября 2013. Севастополь, Украина, − т.2, − С.977-979. Yeryomka V.D., Dzyuba V.P. Coaxial cold-cathode magnetron. − IVEC’2004, Conf. Dig,. Monterey, USA. 2004. − P. 246-247. Патент України №20319 H01J25/00. Магнетрон / В.Д. Єрьомка, В.П. Дзюба, М.М. Захрабов, А.П. Митник, О.Н. Токовенко / Бюл. №1, 2007. Патент України №83319 H01J25/00. Магнетрон / В.Д. Єрьомка, В.П. Дзюба, М.М. Захрабов, А.П. Митник, О.Н. Токовенко / Бюл. №14, 2008. Kopot’ M.A., Yeryomka V.D., Melezhik P.M., Dzyuba V.P., Tokovenko O.N. X-band coaxial magnetron with field and secondary emitters − CriMiCo’2010 Conf. Proc. Sevastopol. 2010. − v.1. − P.301-304 Hull A.W. The effect of uniform magnetic field on the motion of electrons between coaxial cylinders. − Phys. Rev.1921 − v.18. − Р.13. Millman S. Microwave Magnetrons. N. Y., McGraw-Hill, 1948. Collins J.B. (ed.) Microwave Magnetrons, N. Y., McGraw-Hill, 1948. Bernstein N.M. and Kroll N.M in: Crossed-Field Microwave Devices, ed.Okress E. − V.II, Academic Press, New York and London.1961. − P.224-235. Robertshaw R.G., Willshaw W.E. in: Crossed-Field Microwave Devices, ed. Okress E. − V.II, Academic Press, New York and London. 1961. − P.294-309. Трутень И.Д., Крупаткин И.Г., Баранов О.Н, Галушко Н.Н., Игнатов В.Е. Импульсные магнетроны миллиметрового диапазона волн в режиме пространственной гармоники. − Украинский физический журнал.1975. − т.20, №7. − С.1170-1176. Электроника и радиофизика миллиметровых и субмиллиметровых радиоволн / Под общ. ред. академика А.Я. Усикова. – Киев: Наукова думка.1986. − 366 с. Вигдорчик И.М., Науменко В.Д., Тимофеев В.П. Импульсные магнетроны с холодным вторично–эмиссионным катодом. − Доклады АН УССР. Серия «А». 1975. − №7. − C.633-636. Ерёмка В.Д., Кулагин О.П., Науменко В.Д. Разработка и исследование магнетронов в ИРЭ им. А.Я. Усикова и РИ НАН Украины. − Радиофизика и электроника. 2004. − Спец. вып. 9 – С.42-67. Ерёмка В.Д., Науменко В.Д. Исследование и разработка магнетронов миллиметрового диапазона в Харькове. − Успехи современной радиоэлектроники. 211 21. 22. 23. 24. 25. 26. 27. 28. 29. 30. 31. 32. 33. 34. 35. 36. 37. 2008. − №4. − С.23-58. Грицаенко С.В., Ерёмка В.Д., Копоть М.А. и др. Многорезонаторные магнетроны с холодным вторично-эмиссионным катодом: достижения, проблемы, перспективы. − Радиофизика и электроника. 2005. − т.10, спец. вып. – С.3−37. Kopylov M.F. Design and technology features of heating-free magnetrons with auto emission excitation. − J. Vac. Sci. Technology. 1993. − No.11(2) – P.481-483. Гурко А.А. Безнакальный магнетрон с автоэмиссионным запуском. − Успехи современной радиоэлектроники. 2003. − №10. − С.77-79. Гурко А.А. Повышение эмиссионной способности катода в магнетроне. − Радиотехника. 2003. − №10. − С.59-61. Ляшенко А.В., Солопов А.А., Федоренко Е.А., Еремин В.П., Гагаринский А.В., Булдаков Е.И. Мощный импульсный 8-мм магнетрон в безнакальном исполнении с мгновенной готовностью VII Саратовский салон изобретений, инноваций и инвестиций. − сб. материалов. Саратов: Изд-во Сарат. ун-та. 2012. − С.43-44. Копоть М.А., Ерёмка В.Д., Дзюба В.П. 3-D моделирование магнетронов с вторичноэмиссионным катодом, стимулированным электронами с полевого эмиттера. −Труды 15-й Международной Крымской конференции «СВЧ-техника и телекоммуникационные технологии» (КрыМиКо’2005). Севастополь, 12-16 сентября 2005 г. − С.225-228. Kopot’ M.A., Yeryomka V.D. and Dzyuba V.P. 3-D simulation cold secondary-emission cathode cooker magnetron triggered by anode voltage pulse. − IVEC’2005. Conf. Dig. Nordsvik, Netherland. 2005. – P.243-244. Kopot’ M.A., Yeryomka V.D., Dzyuba V.P. 3-D simulation of magnetrons having a secondary-emission cathode stimulated by electronics from a field emitter. − CriMiCo’2005. Conf. Proc. Sevastopol, 2005. − v.1. − P.225-228. Kopot’ M.A., Yeryomka V.D., Dzyuba V.P. 3-D Simulation of Magnetrons Having a Secondary-Emission Cathode Stimulated by Electrons from a Field Emitter" − IVEC/IVESC-2006. − Conf. Proc. Monterey, CA, USA, 2006. – P.191-193. Шлифер Э.Д. Расчет многорезонаторных магнетронов. − М.: МЭИ, 1966. −143 с. Schunemann K., Sosnytskiy S.V., Vavriv D.M. Mathematical model of spatial-harmonic magnetrons with cold secondary-emission cathode. − Радиофизика и радиоастрономия, 2000. − т.5, № 2. − С.171-181. Avtomonov N.I., Sosnytskiy S.V., Vavriv D.M. Dependence of magnetron characteristics on the secondary-emission yield of cold cathode / Вопросы атомной науки и техники.2006. №5. Серия: Плазменная электроника и новые методы ускорения (5). − C.225-228. Капица П.Л. Электроника больших мощностей. − М.: Изд. АН СССР, 1962. − 195 с. Kulagin O.P., Yeryomka V.D. M-Type Microwave Oscillator in a Mode of Orbital Resonances. − Telecommunications and Radio Engineering. 2001. − Vol.55, No.1. − P.58-71. Kulagin O.P., Yeryomka V.D. Optimal Conditions for Drift-Orbital Resonance in M-type Devices. − IEEE Trans. Plasma Science. 2004.− v.32, No.3. − P.1181-1186. Yeryomka V.D., Kopot’ M.A., Kulagin O.P. and Naumenko V.D. 3-D Simulation of Millimeter-wave Cold Secondary-Emission Drift-Orbital Resonance Magnetron”. IVEC/IVESC-2006 Conf. Proc. Monterey, CA, USA. – P.189-190. Jung-Il Kim, Seok-Gy Jeon, Geun-Ju Kim, Jaehong Kim, Yeryomka V. D., Kulagin O.P., Tishchenko A.S. and Naumenko V.D. Investigation of Millimeter-Wavelength 20-Vane 212 38. 39. 40. 41. 42. 43. 44. 45. 46. Spatial-Harmonic Magnetron Using Three-Dimensional Particle-in-Cell Simulation. − IEEE Trans. on Plasma Science, 2012. – v.40, Is.8. − P.1966-1971. Naumenko V.D., Suvorov A.N., Markov V.A., Avtomonov N.I., Yeryomka V.D., Kopot’ M.A., Kulagin O.P., Jung-Il Kim. Development of Ka-Range Magnetron for Portable Radar. − CriMiCo’2010 Conf. Proc.-Sevastopol: Weber Publ., 2010. − v.1. − P.240-242. Yeryomka V.D., Kopot’ M.A., Kulagin O.P. 3D Simulation of 32 GHz Cold Cathode Magnetron Operating in the (+1)-st Harmonic of π-Mode Ostilations. − CriMiCo’2012. Conf. Proc. Sevastopol: Weber Publ., 2012. − v.1. − P.240-242. Yeryomka V.D., Kopot’ M.A., Kulagin O.P. 3D Simulation of 32 GHz Cold Cathode Magnetron Operating in the (-1)-st Harmonic of π/2-Mode Ostilations. − CriMiCo’2012. Conf. Proc. Sevastopol: Weber Publ., 2012. − v.1. − P.243-245. Патент України №87042 Н01 J 1/30. Магнетрон / В.Д. Єрьомка , М.А. Копоть , О.П. Кулагiн, В.Д. Науменко / Бюл.№11, 2009. Патент України №101860 Н01 J 25/00. Магнетрон / Д. В. Єрьомка / Бюл.№9, 2013. Лепешинская В.Н., Борисов В.Л., Перчанок Т.М. Вторично-эмиссионные характеристики сплавных эмиттеров в широком диапазоне энергии первичных электронов. − Радиотехника и электроника. 1960. − т.4, №10. – С.1636-1640. Дюбуа Б.Ч. Металлосплавной «холодный» вторично-эмиссионный катод. − Радиотехника. 2005. − №3. Rodney J., Vaughan M. A New Formula for Secondary Emission Yield. − IEEE Transaction on Electron Devices. 1989 − v.36, No.9. − P.1963-1967. Rodney J., Vaughan M. Secondary Emission Formulas. − IEEE Transaction on Electron Devices. 1993. − v.40, No.4. − P.830. 213 ЗАКЛЮЧЕНИЕ Приведенные в монографии результаты многолетних исследований особенностей распространения радиоволн над океанской поверхностью показывают, что ослабление радиоволн метрового, дециметрового и сантиметрового диапазонов существенно меньше, чем их ослабление над сушей. Причем наибольшие отличия наблюдаются в дециметровом и сантиметровом диапазоне радиоволн, где даже при наихудших условиях распространения разница может достигать 20÷30 дБ. Кроме того, наблюдается различная частотная зависимость множителя ослабления радиоволн за горизонтом: если над сушей более длинные волны распространяются с меньшим ослаблением, то над океанской поверхностью до расстояний 300÷350 км наоборот. Созданная база данных множителей ослабления может быть использована при расчете и разработке загоризонтных, судовых, навигационных РЛС и т.д., а также для проверки теоретических моделей распространения радиоволн над морской поверхностью. Полученные аналитические выражения для дистанционных зависимостей множителей ослабления радиоволн метрового и дециметрового диапазонов при ДТР и отражении от инверсионных слоев представляют интерес для радиолокации, так как позволяют определить зоны «видимости» надводных объектов за пределами радиогоризонта РЛС дециметрового и метрового диапазонов. Исследования высотного профиля коэффициента преломления атмосферы над Черным морем с помощью СВЧ-рефрактометров позволяют судить о физических процессах над морской поверхностью и осуществлять диагностику дальности действия РЛС, охраняющих государственную границу Украины. Влияние поверхности моря на пространственную временную структуру распространяющегося над ней электромагнитного поля вызывает ограничения дальности действия корабельных РЛС и существенно ухудшает точность измерения ими угловых координат объектов. Эти эффекты возникают при работе в миллиметровом и сантиметровом диапазонах волн при угловых высотах наблюдаемых объектов в единицы миллирадиан, когда из-за сильных затенений с облучающим полем взаимодействуют только вершины морских волн. Экологически безопасная импульсная радиолокационная система, концепция построения которой описана в монографии, может работать в псевдокогерентном 214 режиме. Это существенно расширяет ее возможности для охраны территориальных вод и обнаружения надводных объектов. 215 ОГЛАВЛЕНИЕ Предисловие …………………………………………………………………...………….. 3 Глава 1. Особенности распространения радиоволн над океанской поверхностью 1.1. Введение ………………………………………………………………………..…….. 6 1.2. Особенности распространения радиоволн над океанской поверхностью и их отличия от континентальных трасс……………………………………..……………..… 6 Глава 2. Загоризонтное распространение радиоволн ультракороткого диапазона в районах Мирового океана 2.1. Введение ………………………………………………………………………..…….. 2.2. Районы радиофизических исследований в Мировом океане ………………..……. 2.3. Методика измерений дистанционных зависимостей множителя ослабления радиоволн……………………………………………………………………………..….... 2.4. Измерительные аппаратурные комплексы ………………………………………..... 2.5. Результаты экспериментальных исследований и их анализ…………..………...…. 2.6. Исследование загоризонтного распространения радиоволн поля прямого сигнала в период солнечного затмения………………………………………………….. 2.7. База данных дистанционных зависимостей множителя ослабления радиоволн ультракоротковолнового диапазона……………………………………………………… Глава 3. Влияние реальной диаграммы направленности антенн на условия загоризонтного распространения радиоволн 3.1. Введение ………………………………………………………………………..…….. 3.2. Реальная (инструментальная) форма диаграммы направленности антенн ………. 3.3. Влияние отражений от морской поверхности в зоне прямой видимости на дальнее тропосферное рассеяние радиоволн (ДТР) ……………………………...…...... 3.4. Особенности дистанционного хода множителя ослабления радиоволн метрового и дециметрового диапазонов при наличии инверсионных слоев…………………..….. 3.5. Выводы …………………………………………………………………………..…… Глава 4. Рефрактометрические исследования условий распространения радиоволн над Черным морем 4.1. Введение …………………………………………………………………………….... 4.2. Особенности рефрактометрических измерений….……………..………………….. 4.3. Экспериментальные исследования высотных зависимостей индекса рефракции.. 4.3.1. Приповерхностный слой (волноводы испарения)…………..…………………… 4.3.2. Параметры слоистых метеообразований…………………………………………. 216 13 16 17 17 24 34 38 43 44 51 56 71 72 74 79 79 84 4.3.3. Усредненные параметры высотного профиля индекса рефракции над Черным морем……………………………………………………………………………………….. 4.3.4. Слой атмосферы, существенный при распространении радиоволн…………….. 4.3.5. Примеры влияния вертикального профиля коэффициента преломления на дистанционную зависимость множителя ослабления радиосигнала………………….. 4.4. Выводы………………………………………………………………………………… Глава 5. Моделирование распространения радиоволн миллиметрового и сантиметрового диапазонов над морем под малыми углами скольжения 5.1. Введение …………………………………………………………………………..….. 5.2. Статистические характеристики освещенных вершин неровностей морской поверхности……………………………………………………..………………………..... 5.3. Вторичное поле освещенных неровностей морской поверхности……..………..... 5.4. Поле над морской поверхностью с ветровыми волнами. Освещенная область пространства……………………………………………………………………………….. 5.5. Поле над поверхностью при многократной дифракции………………………….... 5.6. Моделирование влияния морской поверхности на ошибки измерения азимута…. 5.7. Моделирование влияния морской поверхности на ошибки измерения угла места. 5.8. Заключение……………..…………………………………………………………..… Глава 6. Псевдокогерентные РЛС высокой скважности для охраны территориальных вод и контроля надводной обстановки за пределами радиогоризонта 6.1. Введение ……………………………………………………………………………… 6.2. Псевдокогерентная РЛС высокой скважности на основе буя за пределами радиогоризонта…………………………………………………………………………...... 6.3. Импульсные магнетроны для передатчиков псевдокогерентных РЛС высокой скважности на буях …………………….…………………………………………………. 6.3.1. Импульсный коаксиальный магнетрон Х-диапазона с полевым и вторичноэлектронным эмиттером…………………………………………………………………... 6.3.2. Холодный катод магнетрона «Бутон»……………………………………………... 6.3.3. Конструкция и параметры коаксиального магнетрона «Бутон»……………….... 6.3.4. 3D численное моделирование характеристик магнетрона «Бутон»…………….. 6.4. Передатчик миллиметрового диапазона для РЛС большой скважности на буях… 6.5. Магнетроны Ка-диапазона с холодным катодом………………………………….... 6.5.1. Магнетронный генератор на частоте 35 ГГц……………………………………… 6.5.2. Магнетронный генератор на частоте 32 ГГц…………………………………….... 6.6. Выводы………………………………………………………………………………... Заключение………………………………………………………………………………… 217 90 95 100 105 109 111 124 132 139 153 164 176 180 181 183 187 189 191 191 193 196 203 207 210 214
