ФОЗИ

ординаты целей, параметры движения с допустимой погрешностью. Разрешение заключается в выполнении задач обнаружения и измерении координат одной цели при наличии других, близко расположенных по дальности и скорости. Распознавание дает возможность установить некоторые характерные признаки цели.

Диапазон длин волн в РЛ

Важным фактором при выборе диапазона длин волн является характер отражения радиоволн от целей. Если размеры целей много меньше длины волны, то интенсивность отражения мала. При этом цель можно уподобить антенне с очень малой действующей длиной и малой эффективной отражающей площадью. Другой случай, когда размеры целей много больше длины волны. Интенсивность достигает заметной величины и определяется в основном отражающими свойствами и размерами цели. Мало зависит от длины волн. В промежуточном случае соотношение размеров цели и ее отдельных участков с длиной волны возможно резонансное возбуждение участков поверхности цели, при котором интенсивность отражения заметно возрастает в определенных направлениях. Учитывая размеры реальных целей, можно прийти к выводу, что для того, чтобы длина волны была много меньше этих размеров или соизмерима с ними, в радиолокации необходимо использовать УКВ. Другая причина связана с размерами антенн (угловая ширина ДН антенны независимо от ее типа прямо пропорциональна длине волны и обратно пропорциональна соответствующему размеру). Для зеркальной антенны в виде усеченного па-

раболоида ширина направленности Θ=65λ/dантенны. Так при λ=3 см для получения ширины луча Θ=3° требуется dантенны=65 см, а чтобы луч имел такую ширину при длине волны 3 м размер зеркала должен составлять 6,5 м. Формула показывает, что острый луч, обеспечивающий разделение нескольких целей по угловым координатам и

высокую точность определения координат при заданных размерах антенны, можно получить только при достаточно короткой длине волны. Поэтому в ряде РЛС используют см и даже мм волны. С точки зрения повышения разрешающей способности и точности, т.е. повышения информативности, необходимо расширять полосу частот зондирующего сигнала, что достигается уменьшением длительности зондирующих импульсов. Расширение полосы передаваемых частот требует повышения несущей частоты. При выборе диапазона волн важное значение имеют особенности распространения радиоволн в атмосфере, в том числе резонансное поглощение, например, для кислорода на частоте 60 ГГц поглощение составляет 14 дБ/км. Это вынуждает избегать применения соответствующих частот. Широко используются полосы частот, где средняя длина волны равна 20, 10, 5, 3 см. Метровый диапазон в настоящее время используется для РЛС редко, но в связи с тем, что УКВ как правило рассматривается в пределах прямой видимости, для обеспечения загоризонтного наблюдения могут использоваться декаметровые волны.

Радиолокационные цели, эффективная отражающая площадь (ЭОП) цели

Первичная падающая радиоволна наводит на поверхности цели токи проводимости (если цель – проводник, в диэлектрике – токи смещения). Эти токи являются источником вторичного излучения в разных направлениях. Рассеивается лишь часть энергии, остальная обращается в тепло. Особый интерес представляют отражения в сторону РЛС. Для ограниченного числа тел сравнительно простой формы (полуволновой вибратор, шар, металлический лист) возможен электродинамический расчет поля вторичного излучения, однако большинство реальных целей имеет сложную форму, поэтому поле их вторичного излучения описывается статически. К сосредоточенным относятся цели, размеры которых заметно меньше размеров разрешающего участка РЛС (летательные аппараты, корабли, автомобили); одиночные точечный цели практически не изменяют форму отраженного сигнала. К распределенным целям относятся земная, водная поверхности, облака, туман. Обычно имеется сильная зависимость от площади проекции тела на площадь, перпендикулярную направлению на РЛС. Отражающие свойства сильно зависят от конфигурации, длины волны РЛС, поляризации материала, направления излучения. Чаще всего интересуются интенсивностью вторичного излучения в дальней зоне. Для характеристики отражающих свойств цели пользуются обобщенной величиной, учитывающей совокупность указанных выше параметров или факторов. Называется она ЭОП цели.

ЭОП – это площадь некоторой эффективной поверхности, плоской, расположенной нормально к направлению падающей плоской волне, являющаяся идеальным переизлучателем, которая будучи помещена в точку цели, создает у антенны РЛС ту же плотность потока мощности, что и реальная цель. Отсюда следует, что полностью переизлучаемая мощность будет равна Рц=Пц∙σц, где Пц – плотность потока мощности у цели; Рц – переизлучаемая мощность; σц – ЭОП. Так как на расстоянии  от цели вся переизлучаемая мощность равномерно распределяется по поверхности сферы, то плотность потока мощности у РЛС будет Пр=Пц∙σц/(4π2) (2). Целесообразно выразить ЭОП через параметры антенны: эффективную площадь (А), КНД (G’), КПД (ηA) и КУ (G). G=G’∙ηA (3).

Рассмотрим цель как приемно-передающую антенну и будем ее характеризовать указанными параметрами. Мощность, выделяемая из поля падающей волны, имеющей плотность мощности Пц, равна Рц.пр=Пц∙Ац. Соответственно, мощность вторичного излучения цели Pц изл.=Пц∙Ац∙η. Если бы цель была изотропным вторичным излу-

чателем, то

плотность

потока

мощности определялась

бы (на расстоянии  у РЛС) по формуле:

П р/ =Рц.изл/(4π2).

С

учетом

же

направленных

свойств

цели

Пр= П /

G /

=Пц/(4π2)∙ А G /

ц

,

А G /

ц

А G

ц

.

Произведение σц=АцGц

характеризует

какую

р

ц

ц ц

ц ц

ц ц

21

Dzц

E h 2 F 2 Ep 60 ц D E

часть энергии падающей радиоволны получает цель. ЭОП может быть выражена в дБ по отношению к σ=1 м².

σц,дБ=10∙lg(σц/1м²).

Из формулы (2) получаем σц=4π2(Пр/Пц) (5). Преобразуем (5): П=ЕН, где Е и Н – амплитуды напряжений

эл. и магн. Полей в данной зоне, где Н=Е/ρ0, где 0

0

0

120 - волновое сопротивление вакуума, где

ε0 и μ0 – электрическая и магнитная постоянные для вакуума. Поэтому формулу для ЭОП можно записать

σц=4π2 E р2 Ец2 =4π2 Н р2 Н ц2 (6)

Формулы (5) и (6) верны при →∞, когда отсутствуют радиальные компоненты. Эти условия нарушаются в ближней зоне, где ρ0≠120π, а плотность потока мощности не является монотонно убывающей функцией дальности. ЭОП является функцией направления излучения цели и при заданных расстоянии и параметрах РЛС опре-

деляется функцией E p2 , т.е. характеризуется диаграммой вторичного излучения целей по мощности. Она назы-

вается диаграммой обратного рассеивания. Для ее экспериментального определения РЛС перемещают вокруг цели и при этом измеряют Ер. Затем цель заменяют эталонной, имеющей форму шара, с известной ЭОП и определяют Ер в тех же точках. Так как параметры расстояния  и Ец не изменяются, то можно найти искомое значение ЭОП по формуле:

σцх=σцэ(Ерх/Ерэ)²,

где σцэ – ЭОП шара эталонного, Ерх – напряженность поля в коорд. х, Ерэ – напряженность поля для шара.

Для экспериментального определения ЭОП-тей вместо реальных целей можно пользоваться их моделями, т.к. при этом из уравнения Максвелла следует, что явления на реальной цели и ее модели совпадают при условии соблюдения геометрического подобия и уменьшения всех размеров и длины волны в одно и то же число раз. Если материал поверхности цели не является хорошо проводящим, то проводимость модели также можно заменить в n раз. Предполагается также, что размеры полигона-лаборатории обеспечивают сохранение плоской волны.

ЭОП для тел простой формы

Линейный вибратор

Отражающие свойства цели можно определить, рассматривая ее как антенну, являющуюся одновременно приемной и передающей. Такой подход удобен для линейных вибраторов. На рисунке показано расположение векторов Ец, Нц и Пц относительно линейного вибратора.

(РИСУНОК)

Наведенная в таком вибраторе ЭДС ец=ЕцFE(θ)h, где FE(θ) – диаграмма направленности вибратора по Е, h - действующая высота вибратора. Ток, возникающий в вибраторе под действием ец равен Iц=ец/zц=ЕцFE(θ)h/zц (1). zц – входное сопротивление.

В формуле (1) ЭДС и ток можно рассматривать как приведенные к середине симметричного вибратора (точка пучности тока для полуволнового вибратора). В результате протекания тока вибратора Iц возникает вторичное излучение. Напряженность поля вибратора в дальней зоне (у РЛС) Ер=60πIцhFE(θ)/(λ). Подставляя в эту фор-

мулу (1), получаем (2). Теперь с помощью соотношения σц=4π²(Ер/Ец)² находим ЭОП:

			60 h 2		2	(3). В элементарном вибраторе длиной l действующая высота h =l – геометрическая
		4	D		F 4
	ц		zц		E	

длина. При определении входного сопротивления следует иметь в виду, что емкость между концами вибратора из-за малых размеров невелика. Это определяет характер реактивной составляющей входного сопротивления. Приближенно его можно определить следующим образом:

хц=½ρВ∙ctg(2π/λ)≈ρВλ/(πl),

где ρВ – волновое сопротивление вибратора: ρВ=120∙ln(l/r). Для очень тонкого вибратора ρВ~1000 Ом.

Активная составляющая входного сопротивления в основном определяется сопротивлением излучения, кото-

									В
	рое для элементарного вибратора l<<λ: Rц.изл=80π²(l/λ)²<<хц (4). z	ц		R 2	х 2	х	ц			. Диаграмма на-
				ц.изл	ц				l

правленности элементарного вибратора может быть оценена так: fE(θ)=cosθ (5). Подставляя (4) и (5) в соотноше-

ние (3) с учетом того, что h =l, получаем для ЭОП цели:			1,44 104		5	l 6	cos 4 (6).
		ц
					2	4
					В

			1,44 104		5	l 6	(7). Т.о. отношение ЭОП к квадрату линейного размера пропорциональна величине
		ц max			2	4
					В

(l/λ)4. Это характерно для тел любой формы, удовлетворяющих условию l<<λ. Для полуволнового вибратора h=λ/π. Т.к. вибратор настроен в резонанс, то его входное сопротивление zц≈Rц.изл=73,2 Ом. Для полуволнового

22

вибратора FE(θ)=cos(π/2∙sinθ)/cosθ (8). Для углов θ, близких к 0, можно принять FE(θ)≈cosθ. После подстановки соответствующих значений в выражение (3) получим: ц 0,85 2 FE4 (9). Равенство FE(θ)=cosθ точно вы-

полняется, если изменяется не наклон вибратора к фронту падающей волны, а если вибратор лежит в плоскости фронта и меняется угол расположения вектора Ец относительно вибратора, таким образом, изменяется угол по-

ляризации. При θ=0 ЭОП σц.max=0,85λ² (10).

Т.о., ЭОП резонансного полуволнового вибратора значительно превышает его геометрическую площадь. Это обстоятельство используется для создания искусственных дипольных отражателей, создающих помехи РЛС военного назначения. В этом случае вибратор может занимать равновероятное положение в пределах углов от 0 до 90 градусов.

ЭОП идеального проводящего тела, размеры которого значительно больше λ

Поверхности реальных целей являются обычно металлическими и имеют размеры, значительно превышающие λ. Задача рассеяния э/м волн такими поверхностями является одной из классических задач электродинамики, хотя до сих пор не существует общего метода ее решения для тел произвольной формы. В настоящее время решено лишь небольшое кол-во идеализированных задач (академик В. А. Фок). Поле вторичного излучения можно определить на основании принципа Гюйгенса-Кирхгофа. По нему каждый элемент облучаемой поверхности следует рассматривать как источник элементарной сферической волны с определенной амплитудой и фазой. Результирующее поле является их суперпозицией. В направлении на РЛС налагающиеся колебания имеют всевозможные сдвиги фаз, поэтому могут как усиливать, так и ослаблять друг друга – отражение носит резко интерференционный характер. Однако, для конкретного применения данного принципа требуется знание распределения тока на проводящей поверхности, возбуждаемого первичной волной. Точное решение этой задачи найдено лишь в некоторых частных случаях. Обычно задается приближенное распределение тока. Для случая, когда радиус кривизны любого элемента поверхности много больше λ, вся поверхность делится на освещенную, т.е. обращенную к источнику (РЛС) и область тени. Для упрощения расчетов пренебрегают наличием областей полутени и считают, что в области тени ток равен 0. Целесообразно при определении тока в каждой точке заменять криволинейные участки поверхности соответствующим участком касательной поверхности. Расстояние  между РЛС и целью считается достаточно большим по сравнению с размерами цели и λ. Поэтому передающую волну (первичную) можно полагать плоской. Для выполнения граничных условий требуется, чтобы нормальная составляющая магнитного поля и тангенциальная составляющая вектора Е были равны 0. Что касается тангенциальных составляющих вектора Н, то они суммируются. Формула показывает, что ЭОП зависит от формы и размеров отражающего волну тела и зависит от длины волны:

		4				j	2	d			2
ц		2			e				cos dS		, где j – плотность тока.
				Sо св

Коэффициенты отражения Френеля

Отражение и преломление плоской э/м волны при ее падении на плоскую границу двух сред определяется коэффициентами Френеля. Коэф-т отражения для горизонтальной поляризованной волны (называют также волной с перпендикулярной поляризацией) равен (для немагнитной среды)

E1

cos 1

2

1

sin 2 1

cos 1

sin 2 1

RГ

, где ε1

– относительная диэлектрическая про-

2

2

E0

cos

1

2

sin

1

cos

1

sin

1

1

ницаемость

первой

среды

(1

для

воздуха);

ε2

–

то

же

для второй

среды,

1 j tg ,

tg

0

, 1

10 9 Ф/м.

2

0

36

Таким

образом

выражение для

относительной

диэлектрической

комплексной проницаемости

среды

j 60

(*)

Для вертикально поляризованной волны, волны с параллельной поляризацией (вектор Е лежит в плоскости

падения)

R

E1X

2 cos 1

1

2

1 sin

2

1 cos 1

sin

2

1 .

В

cos

sin

2

cos

sin

2

E0 X

2

1

2

1

1

1

1

1

(РИСУНОК).

1

При нормальном падении коэф-ты RВ

и RГ

совпадают:

R RГ

R

В

. Иногда коэф-т отражения

1

RВ определяют как отношение напряженностей магнитного поля Н1/Н0. Для грунтов ε’=2÷24. Для средних грунтов ε’=10. Для морской воды ε’=80. В радиолокации, когда λ<1 м, мнимой частью выражения (*) можно

23

пренебречь (для грунта), а для морской воды, если λ в см и мм диапазонах. Изменение коэф-тов Френеля:

RВ, Г RВ, Г e j В , Г .

(РИСУНОК).

Из рисунка видно, что для горизонтальной поляризации φг=180˚. Для вертикальной поляризации для чистого

	диэлектрика Rв=0 при cos 1		1	1		– угол Брюстера. Для реальных сред с потерями Rв достига-

ет минимума вблизи угла, равного ≈73˚. В наземных РЛС обычно используется вертикальная поляризация, преимуществом которой является меньшее значение модуля коэф-та отражения при углах скольжения близких к углу Брюстера. Это заметно снижает зеркальное отражение при θ<89˚ над водой и θ<88˚ над сушей, что уменьшает интерференционные провалы ДН. Имеется возможность ослабить отражение с помощью круговой поляризации.

Противорадиолокационные покрытия

(РИСУНОК)

Коэф-т отражения, коэф-т Френеля при нормальном падении плоской волны на границе воздух-покрытие равен (см. раньше). Обычно для этих целей применяется пенопластовый каркас с наполнителем, хорошо поглощающий радиоволны, причем плотность материала и концентрация поглотителя должны возрастать с глубиной. Радиопоглощающий материал наиболее удобен в виде пирамид с углом при вершине от 30 до 60 градусов, что обеспечивает многократное переотражение, увеличивающее поглощение. Для снижения коэф-та отражения на 20дБ высота пирамид должна быть от 0,5 до 0,6 длины волны. Для снижения на 50 дБ – от 7 до 10 длины волны. Меньшую толщину, но в гораздо более узком диапазоне имеют интерференционные покрытия. При выборе их

толщины используется формула: d			. Имеет место противофазность колебаний, отражающихся от
	4 Re

покрытия объекта, а в случае равенства амплитуд имеет место полное уничтожение отражения. Покрытие может быть изготовлено из различных пластмасс или каучука, наполненного порошком графита или карбольного железа.

Информация о скорости движения цели, извлекаемой при обработке радиолокационного сигнала

Основано на эффекте Доплера. В радиолокации широко применяют методы прямого измерения радиальной скорости движения цели. Также способы селекции и разрешения целей по разности радиальных скоростей движения. Физической основой таких методов измерения (или селекции) является эффект Доплера (ЭД). Как известно ЭД заключается в изменении несущей частоты принимаемых сигналов относительно номинального значения (за него принимается частота зондирующего сигнала) при наличии радиального перемещения источника вторичного излучения. В радиолокации ЭД проявляется дважды – при облучении движущихся объектов и при отражении радиоволн. Если рассматривать небольшие по отношению к скорости распространения радиоволн скорости движения (и не учитывать некоторые релятивистские эффекты), то можно просто найти соотношение, которое позволяет оценить возможное изменение частоты принимаемого отраженного сигнала при движении цели. На рисунке поясняется последовательное взаимное расположение движущейся цели и характерных значений фаз колебаний э/м волны. Для большей наглядности на рисунке показаны отдельно фазы падающей и отраженной волны. Все изменения частот связаны с относительным изменением фазы колебаний, падающих на цель затем после отражения принимаемых РЛС. Расстояние между точками в пространстве с одинаковыми значениями фазы э/м колебаний в падающей и отраженных волнах обозначим соответственно через λ0 и λ1. Так как скорости распространения радиоволн при облучении и отражении от цели одинаков и всегда равны величине с, отрезок l1, проходимый фазой 1 на рисунке за время t2-t1, и отрезок l3 равны между собой (l3 – отрезок, проходимый фазой 2).

(РИСУНОК)

l1=l3=c(t2-t1). Отрезок пути l2, проходимый целью с относительной радиальной скоростью V за время t2-t1, равен l2=V(t2-t1). Так как l1=l3, то l2=l4. Можно составить равенство, определяющее длину падающей и отраженной волн:

λ0=l1+l4=l3+l2, λ1=l1-l2.

Если выразить отрезки l1 и l2 через скорость движения цели V и скорость распространения радиоволн с, то получим λ0=(c+V)(t2-t1), λ1=(c-V)(t2-t1). Отношение длин волн λ0/λ1=(с+V)/(c-V). Получаем отношение частот

f1/f0=

=(c+V)/(c-V)=(1+V/c)/(1-V/c), где f0=с/λ0, а f1=c/λ1. Так как V<<c, то f1/f0= =(1+V/c)/(1-V/c)≈(1+V/c)(1+V/c+V²/c²+…)≈1+2V/c. Т.о., f1=f0(1+2V/c)=

=f0+2f0V/c. f1-f0=f0∙2V/c=2V/λ0=fдп (*) – доплеровская частота, а точнее, это разность частот облучающего и отраженного сигналов (или доплеровское смещение частоты). Скорость V в предыдущих формулах является радиальной составляющей полной относительной скорости движения цели относительно РЛС.

24

Из (*) следует, что измерение радиальной составляющей относительной скорости цели или установление различий движения цели по радиальной составляющей скорости может быть выполнено с использованием доплеровского смещения частоты отраженного сигнала по формуле: V=λ0∙fдп/2.

Основные свойства радиоволн, используемых в радиолокации

Широкое применение радиоволн для обнаружения целей и измерения координат обусловлено следующими важными свойствами э/м колебаний :

1.Радиоволны распространяются со скоростью с распространения света как днем, так и ночью, в простых и сложных метеорологических условиях.

2.Скорость распространения радиоволн является постоянной величиной. Это свойство радиоволн лежит в основе всех методов измерения как расстояний, так и угловых координат, скоростей движения целей.

3.Радиоволны обладают свойством отражения от любых объектов, которые встречаются на пути их распространения.

4.Радиоволны распространяются прямолинейно в однородной среде, что и позволяет использовать их для определения угловых координат и расстояния до целей.

Свойство отражения радиоволн от объектов позволяет решать задачу обнаружения и измерения параметров целей. Радиоволны отражаются от границ раздела участков среды с неоднородными свойствами. Например, с различной электрической проводимостью, электрической или магнитной проницаемостью. По структуре отраженного сигнала можно судить о типе цели, ее размерах (ЭОП цели), определять параметры ее движения. При отражении от целей происходит как бы «естественная модуляция» радиоволн: на отражаемые э/м колебания в том или ином виде «накладывается» информация о цели. Т.о., отражение радиоволн от объектов позволяет получить принципиальную возможность обнаружения по наличию в приемном устройстве отраженных э/м колебаний и получить необходимую информацию о цели.

Передача информации с помощью лазера Оптические квантовые генераторы

Для источников света характерна некогерентность излучения, а именно, излучение источников в целом слагается из некогерентных между собой потоков, испускаемых микроскопическими элементами. Примерами некогерентного излучения могут служить: свечение газового разряда, тепловое свечение естественных и искусственных источников, люминесценция. В начале 60-х годов были созданы источники света иного типа, получившие название лазеров. В противоположность некогерентным источникам, э/м волны, зарождающиеся в разных частях лазера (удаленных друг от друга на макроскопические расстояния), оказываются когерентными между собой. В этом отношении лазеры аналогичны источникам когерентных радиоволн. Когерентность излучения проявляется практически во всех свойствах лазера. Энергия излучения зависит от подводимой энергии. Особенностью лазерного излучения является способность к концентрации энергии во времени, в пространстве, в направлении излучения, в спектре. Для нескольких лазеров характерна высокая монохроматичность излучения. В других лазерах используются очень короткий импульсы (10-12 сек), поэтому мгновенная мощность такого излучения может быть очень большой. Световой поток, выходящий из лазера, обладает очень высокой направленностью. Такое излучение можно сфокусировать на ничтожно малой площади и создать большую мощность. Напряженность электрического поля лазерного излучения составляет порядка 104 В/см, напряженность электрического поля солнечного света на экваторе – 10 В/см.

Рассмотрим физические принципы, лежащие в основе работы лазера и свойства излучения последних.

Излучение э/м волн совокупностью когерентных источников

Рассматриваемое поле, создаваемое источником свет, представляет собой газ излучающих атомов. Атом, находящийся в точке rj x j , y j , z j посылает в точку наблюдения r x, y, z монохроматическую волну, которую

можно описать следующим образом:

Aj

cos t k

j ,

S j r , t

r rj

r

r

j

где φj – начальная фаза, Aj – амплитуда волны, S – возмущение, k=2π/λ – волновое число.

В общем случае э/м волна может быть описана следующим образом: S=f(t-x/V), где функция f показывает, по какому закону изменяется с течением времени функция S. Вид функции f может быть произвольным. Особое значение имеет случай, когда f – sin или cos. Тогда S=a∙sin(2π/T)(t-x/V) (1).

Значение S зависит от выбора отсчета времени и от координаты х. Если φ≠0, то S=a∙sin[2π/T(t-x/V)+φ]. Если начальные фазы всех волн совпадают, или мы имеем дело с одной волной, то только тогда можно принять φ=0. Вид функции (1) показывает, что она периодична во времени с периодом Т, но она еще и периодична по аргументу х. Если дать х приращение λ=VT, т.е. х→х+λ, то значение функции не изменится. Расстояние по х=λ определяет точки, в которых колебания совершаются в данный момент времени в одной и той же фазе.

25

Еще один вид: S=a∙sin2π(t/T-x/λ). Если ввести ω=2π/Т, тогда S=a∙sin(2π/T∙t-2π/λ∙x)=a∙sin(ωt-kx). Если вместо тригонометрических функций ввести экспоненциальные, это часто облегчает объяснение многих вопросов теории волн и колебаний:

cosψ=Re exp(iψ), sinψ=Im exp(iψ). a∙exp i[ωt+δ]=a∙exp(iδ)∙exp(iωt)=c∙exp(iωt)

Здесь a∙exp(iδ) – комплексная амплитуда (амплитуда с учетом начальной фазы).

В выражение для С входит как обычная амплитуда, так и начальная фаза. Для того, чтобы найти амплитуду колебаний (вначале находится ее квадрат) a²=c∙c*=a∙exp(iδ)∙a∙exp(-iδ). Пользуясь показательной функцией, запишем еще одно выражение:

S=exp[i(ωt-kx)]=a∙exp(-ikx)∙exp(iωt) (5)

Волну, выраженную в одной из форм (1)–(5) будем называть монохроматической волной.

Скорость распространения монохроматической волны есть скорость, с которой передается фаза монохроматической волны. V=λ/T=ω/R. Фазовая скорость распространения волны является одной и той же для всех волн любой длины (для вакуума), в остальных случаях V=Φ(λ). В случае монохроматической волны энергия волны пропорциональна квадрату ее амплитуды: Е=E0∙sin(ωt-kx), H=H0∙sin(ωt-kx). Полное поле, создаваемой всеми

		N
атомами источника, будет равно сумме волн: S		, t S j			, t . Пусть атомы сначала излучают независимо.
	r			r
		j 1

Разность фаз, относящуюся к атомам j и j’, принимают произвольного значения. В этом случае интерференция волн Sj и Sj’ отсутствует. На больших расстояниях, значительно превосходящих линейные размеры излучающего объема, свойства излучения изотропны. Это соответствует свойствам некогерентного источника света. Рассмотрим случай полной когерентности волн, излучаемых различными атомами. Результат интерференции N волн существенно зависит от взаимного положения излучающих атомов и того конкретного закона, которому подчиняются фазы. Амплитуды волн, т.е. коэф-ты Аj – одинаковы.

(РИСУНОК).

Пусть расстояние между соседними атомами значительно меньше длины волны. Поэтому суммирование по j можно заменить интегрированием по V источника. Предположим, что все атомы, находящиеся в плоскости, перпендикулярной оси OZ, испускают волны с одинаковыми фазами φ(r’). Эти фазы φ(r’) зависят только от z’, а от х’ и y’ не зависят. При выполнении всех перечисленных условий поле, создаваемое атомами в какой-либо плоскости z’=const подобно полю в случае дифракции монохроматической волны, падающей параллельно от OZ на экран с прямоугольным отверстием. Роль вторичных волн Френеля в дифракционной задаче играют реальные

волны,

испускаемые

реальными атомами,

которые

расположены в

пределах

этого отверстия

AN

sin

sin

L

by

cos t kr kz

ax

S r , t

, где

,

, N – кол-во атомов

rL

z dz

r

r

0

и в излучающем объеме.

Множители перед интегралом представляют собой амплитуду суммарной волны, испущенной всеми атомами вблизи плоскости z=z’. Интеграл выражает суммирование волн, идущих от всех таких слоев, находящихся в пределах источника.

Зависимость амплитуды от углов определяется обычными дифракционными множителями sin , sin .

Излучение источника сосредоточено в малом телесном угле λ²/(ab). По аналогии с дифракционным явлениями Фраумгофера следует, что если бы фаза φ(z’) сохраняла постоянное значение не в плоскости z’=const, а в другой плоскости, перпендикулярной какому-либо единичному вектору n , то излучение источника было бы сконцентрировано в соответствующем дифракционном углу вблизи направления вектора n . Т.о. когерентность волн, испускаемых различными атомами обусловливает острую направленность излучения источника в целом. Суммирование волн, приходящих в точку наблюдения от всех поперечных сечений светящегося объема выражено интегралом по z’. Результат этого суммирования определяется соотношением между фазами φ(z’) и k∙z’. Фаза k∙z’ отражает расстояние между точкой наблюдения и положением светящегося атома. Амплитуда поля в точке

наблюдения S r , t приобретает max, если волны, излучаемые различными сечениями источника приходят в

точку наблюдения с одинаковыми фазами. Т.е. φ(z’) и k∙z’ должны быть связаны следующим соотношением: φ(z’)+kz’=φ0 (1), где φ0=const.

Условие (1) называется условием пространственной синфазности. При выполнении (1) играл пропорционален

	всей длине источника L. Тогда можно записать:
	S		, t	AN		sin		sin	cos t kr		.
		r								0
				r

Т.о. в данном случае амплитуда поля излучаемого источником в целом равна сумме амплитуд волн, исходящих от всех атомов.

26

Вывод. Если излучение атомов, составляющих макроскопический источник света, когерентно, и выполняется условие (1), то излучение источника в целом сосредоточено в малом дифракционном угле, и амплитуда вблизи пучка в N раз больше амплитуды волны, испускаемой отдельным атомом.

Отмеченная особенность характерна для лазеров. Существует ли способ, с помощью которого можно добиться предполагаемой выше синфазности излучения атомов, находящихся на макроскопическом расстоянии друг от друга? Из условия (1) видно, что фазы φj волн Sj должны изменяться в зависимости от положения излучающего атома по такому же закону, по которому изменяется фаза в световой волне. Это означает, что агентом, фазирующим излучения атомов, должна быть световая волна. Для микроскопического описания спектральных свойств светового излучения Эйнштейн ввел представление о вынужденном испускании. Одно из его основных свойств состоит в том, что волны, испускаемые атомами в этом процессе, имеют такую же частоту и такую же фазу, что и действующая на атом волна. Благодаря указанному свойству, фазирование излучения удаленных атомов обеспечивается вынужденным испусканием. Условие (1), необходимое для получения мощного направленного излучения от макроскопического источника, может осуществляться благодаря вынужденному испусканию. Действительно, волны, испускаемые атомами в разных точках пространства, будут синфазно складываться, если разность начальных фаз этих волн компенсируется соответствующей разностью хода вторичных волн Sj.

Поглощение и усиление излучения, распространяющегося в среде.

Пусть плоская волна частоты ω соответствует разности энергий Еm-Eк каких-либо двух состояний атомов или молекул среды, распространяется сквозь среду. Поток излучения изменяется в соответствии с законом Бугера, причем коэф-т поглощения определяется соотношением α0(ω)=¼λ²amn(ω)gm[Nn/gn-Nm/gm] (*), где amn – спектральная плотность коэф-та Эйнштейна; m и n – энергетические состояния; gm и gn – статистические веса состояний m и n; Nm и Nn – заселенности состояний. В результате переходов n в m, сопровождающихся поглощением света, поток уменьшается, в результате перехода m в n вынужденное испускание увеличивает поток. Выражение (*) устанавливает связь между непосредственно измеряемым коэф-том поглощения и коэф-тами Эйнштейна. Слагаемые Nn/gn и Nm/gm описывают вклады соответственно n→m и m→n, которые выражаются соответственно поглощением и испусканием фотонов. Мощность энергии, выделяемой или поглощаемой единицей среды, выражается следующим образом:

q0(ω)dω=α0(ω)I(ω)dω=α0(ω)CU(ω)dω, I(ω)=CU(ω),

где U(ω) – спектральная плотность потока; I(ω) – спектральная плотность энергии. Волны, испущенные в результате вынужденных переходов, обладают, как показал Эйнштейн, следующими свойствами: их частота, фаза, характер поляризации, направление такие же, как у излучения, вызвавшего переход. Т.о. индуцируемые фотоны неотличимы от фотонов, падающих на атомы. В условиях термодинамического равновесия среды, сквозь которую распространяется излучение Nm/gm<Nn/gn (что вытекает из принципа Больцмана) и, следовательно, α0(ω)>0. Это соответствует поглощению излучения. Если тем или иным образом выполняется условие Nm/gm>Nn/gn, то коэф-т α0(ω) изменит знак и станет отрицательным. В этом случае плотность энергии, распространяемой в среде, будет возрастать, а не убывать как при термодинамическом равновесии. Т.е. за счет индуцированного изучения в световой поток будет добавляться больше фотонов, чем он теряет на возбуждение атомов при обратном переходе n→m. Соотношение между концентрациями атомов, соответствующих Nm/gm>Nn/gn, называется инверсной заселенностью.

Вместо поглощаемой мощности q0(ω) и коэф-та поглощения α0(ω) целесообразно ввести новое обозначение q(ω)=α(ω)U(ω)c, α(ω)=¼λ²gmamn(ω)∙[Nm/gm-Nn/gn] – коэф-т испускания.

Среду с инверсной заселенностью энергетических уровней, обеспечивающую усиление распространяющегося в ней излучения, принято называть активной средой. Инверсную заселенность уровней можно образовать в газовом разряде с помощью специальных химических реакций или с помощью оптического возбуждения. Э/м волны, возникающие в результате вынужденных переходов, когерентны с волной, вызывающей эти переходы.

Если поле, взаимодействующее с атомами представляет собой плоскую монохроматическую волну, то и вынужденно испущенные фотоны также образуют плоскую монохроматическую волну с той же частотой поляризации и с тем же направлением распространения. В результате вынужденного испускания изменяется амплитуда подающей волны. Можно утверждать, что вынужденное испускание усиливает, а поглощение ослабляет излучение без изменения основных его характеристик. Для понимания свойств излучения ОКГ полезным оказалось микроскопическое описание, основанное на представлении о когерентности падающей волны и вторичных волн, испускаемых в результате вынужденных переходов.

Условие пространственной синфазности, необходимое для получения мощного направленного излучения от макроскопического источника может осуществляться благодаря процессу вынужденного испускания. Волны, испускаемые атомами, находящимися в различных точках пространства будут синфазно складываться в точке наблюдения, если разность начальных фаз этих волн компенсирует разность хода. Но именно таким и будет положение, если вторичные волны возникают в результате вынужденного испускания под влиянием внешней световой волны: значения фазы этой волны в точках расположения различных атомов z1 и z2 различаются на величину k(z2-z1), где k – волновое число, и вторичные волны окажутся сдвинутыми по начальной фазе относительно друг друга на ту же величину, взятую с обратным знаком, что и необходимо для их синфазного сложения в точке наблюдения.

27

Помимо когерентного испускания, связанного с вынужденными переходами, атомы среды совершают и самопроизвольные переходы, в результате которых испускаются волны, некогерентные между собой и с внешним полем. Излучение активной среды всегда представляет смесь когерентной и некогерентной частей. Соотношение между этими частями зависит от интенсивности внешнего поля.

Принцип работы лазера

Для эффективного использования света в технике связи и других областях науки и техники, надо добиться синхронного и синфазного излучения атомов, т.е. так называемого когерентного излучения. Впервые идею получения такого излучения высказал Фабрикант в 1939 г. Можно представить себе следующую упрощенную схему получения когерентного излучения.

Пусть имеется цепочка атомов, вытянутых. в прямую линию. Если все эти атомы находятся в возбужденном состоянии, то внешний фотон, ударив в крайний атом по направлению вдоль цепочки, вызовет излучение фотона из этого атома, причем излученный фотон будет иметь такую же энергию и такое же направление излучения, что и ударивший фотон. Т.о. будут двигаться вдоль цепочки уже 2 фотона ==> лавинообразная реакция. В результате световой поток усиливается в огр. число раз. Теоретически коэф-т усиления может достигать 1020. Важно, что в результате такого усиления будет двигаться поток фотонов с одинаковой энергией и направлением. В действительности, кроме атомов, находящихся в возбужденном состоянии и способных дать когерентное излучение под действием фотонной бомбардировки, всегда имеются атомы, находящиеся в основном невозбужденном состоянии. Эти атомы поглощают энергию ударивших их фотонов, и тем самым уменьшают энергию выходного когерентного излучения – уменьшают усиление света. Если число возбужденных атомов будет равно числу невозбужденных, то усиление света не получится. Т.о., для усиления света и получения когерентного излучения, необходимо, чтобы число возбужденных атомов было больше находящихся в невозбужденном состоянии. Т.е. должна быть инверсная заселенность энергетических уровней. Надо переселить в большинстве атомов электроны на более удаленные от ядра орбиты (более высокие уровни энергии). Чтобы усиление света происходило в течение необходимого промежутка времени нужно все это время сохранять инвертированное состояние вещества, т.е. поддерживать большое число возбужденных атомов. Для этого надо к данному веществу подводить тем или иным способом энергию, вызывающую возбуждение атомов (процесс накачки). Квантовый усилитель можно превратить в генератор, если осуществить в нем ПОС, при которой часть энергии излучения с выхода возвращается на вход и снова усиливается. Идею создания таких генераторов выдвинули Басов и Прохоров (сов. ученые) и Таунс (амер. ученый). Принцип лазера (ОКГ) можно пояснить рисунком.

(РИСУНОК)

В пространстве, заполненном активной средой между двумя плоскими зеркалами, одно из которых является полупрозрачным, движется поток излучаемых атомами фотонов. Большая часть этого потока проходит через полупрозрачное зеркало 2 излучается во внешнее пространство в виде когерентного луча. А небольшая часть потока отражается, движется обратно, усиливается по пути, отражается от зеркала 1, снова движется к зеркалу 2, где отражается частично и т.д. Конечно, какой-то внешний источник должен поддерживать инверсное состояние активной среды, и тогда через зеркало 2 все время будет излучаться когерентный поток фотонов. Система двух зеркал, в пространстве между которыми могут существовать стоячие или бегущие э/м волны оптического диапазона, называется оптическим генератором.

Основные типы лазеров

В настоящее время существует большое количество лазеров различного типа. Они различаются активной средой и способом накачки. В качестве активной среды используются твердые, жидкие и газообразные вещества, а из множества способов накачки наиболее универсальны оптический и с помощью электрического разряда в самой активной среде. Накачка может быть непрерывной и импульсной. Последняя удобна для получения импульсного лазерного излучения и выгодна тем, что активная среда меньше нагревается.

Твердотельные лазеры

Активной средой являются диэлектрические кристаллы или специальное стекло. Возможность лазерного излучения существует у нескольких сотен различных диэлектрических кристаллов. Примером может служить лазер на рубине. Является исторически первым. Рубин представляет собой оксид Al с примесью ионов Cr. Лазер на рубине дает излучение темно-красного света λ=0,69 мкм. Различные стекла для лазеров активируют редкоземельными элементами. Генерируемое излучение у твердотельных лазеров на стеклах в основном имеет длину волны 1 мкм. Применяют исключительно оптическую накачку. Источником накачки может служить вспомогательный лазер.

Жидкостные лазеры

В качестве активной среды чаще всего используются растворы органических красителей или специальной жидкости, активированные редкоземельными элементами. Известно несколько сотен различных органических красителей, пригодных для лазеров. Излучение с λ=0,3÷1,3 мкм. Т.е. от ультрафиолетового до инфракрасного.

28

Для жидкостных лазеров применяют непрерывную и импульсную активную накачку, либо накачку от газоразрядной лампы.

Газовые лазеры

Много разновидностей. Одна из них – фотодиссоционный лазер. В нем применяется газ, молекулы которого под влиянием накачки диссоциируют (распадаются) на 2 части, одна из которых оказывается в возбужденном состоянии и используется для лазерного излучения. Большую группу газовых лазеров составляют газоразрядные лазеры, в которых активной средой является разряженный газ. Накачка осуществляется электрическим разрядом, тлеющим или дуговым, который создается током высокой частоты. Имеется несколько типов газоразрядных лазеров – ионные (излучение получается за счет переходов электронов между энергетическими уровнями ионов), на атомных переходах и молекулярные.

Полупроводниковые лазеры

Когерентное излучение получается вследствие перехода электронов с нижнего края зоны проводимости на верхний край валентной зоны. Существует два типа: 1) Пластина беспримесного полупроводника, в котором накачка осуществляется пучком быстрых электронов, возможна и оптическая накачка. В качестве полупроводника используется GaAs, CdS, CdSe. Накачка электронным пучком вызывает сильный нагрев полупроводника, отчего лазерное излучение ухудшает. Лазер на GaAs охлаждают до Т=80 К. 2) Инжекционный лазер. В нем имеется n-p переход, образованный двумя примесными полупроводниками. Грани перпендикулярной плоскости n-p перехода отполированы и служат в качестве зеркал оптической накачки. На такой лазер подается прямое напряжение, под действием которого понижается барьер в n-p переходе и происходит инжекция электронов и дырок. В области перехода начинаются интенсивные рекомбинации носителей заряда, при которых электроны переходят из зоны проводимости в валентную, и возникает лазерное излучение.

Использование лазерного излучения для съема информации

Лазерная разведка является одним из перспективных видов радиоэлектронных разведок. Интенсивно используется на земле, на море и особенно в воздушном пространстве и космосе. Она предназначена для обнаружения, распознавания и определения координат с помощью приборов, работающих на принципе использования лазерного излучения.

Лазерное излучение может быть послано весьма тонкими пучками с углами расходимости, измеряемыми долями минуты или даже секундами. Рассеяние энергии при этом столь незначительно, что при мощности излучения лазера в 100 кВт можно передавать информацию на расстояние в несколько световых лет. Но однако и у лазерного излучения по сравнению с радиоволнами есть недостатки. Говоря о колоссальных расстояниях, на которых может осуществляться связь с использованием лазера, имеют в виду, что луч света пробегает это расстояние в вакууме. В атмосфере лучи быстро затухают и обычно дальность распространения составляет сотни км. Кроме того, лучи лазера не в состоянии огибать даже мелкие неровности. Некоторые вещества, прозрачные для радиолучей, являются непреодолимой преградой для лазера. Эти недостатки не имеют значения в космосе. Поэтому использование лазеров особенно перспективно для космической радиоэлектронной разведки. Поскольку лазер испускает энергию в виде тонких пучков, то усложняется ведение поиска и наведение на нужный объект, т.к. даже небольшое отклонение луча приводит к большим линейным отклонениям в зоне нахождения объекта. Принцип действия лазерных локаторов совпадает с принципом действия импульсных радиолокаторов. Зная время, прошедшее от момента излучения импульса до момента приема отраженного сигнала, и, зная скорость распространения света, можно определить расстояние до объекта. Как всякий локатор, оптический локатор имеет в составе передающие и приемные устройства, а также антенну со сканирующим устройством. Передатчик на лазере вырабатывает э/м колебания в видимом или инфракрасном диапазоне волн. Мощный пучок э/м излучения передается на антенну. Сканирующее устройство антенны состоит из устройств, отклоняющих луч в вертикальном и горизонтальном направлениях. Луч света перемещается (сканирует) лишь по направлениям, заданным программой обзора. Воздушное пространство может вначале просматриваться в более широком секторе, затем после обнаружения объекта и вычисления его координат сектор может быть сужен. Направление луча меняется с помощью электрического или магнитного поля, которое, воздействуя на некоторые кристаллы, изменяет ко- эф—т преломления кристалла. При некоторых значениях напряженности поля, воздействующего на кристалл, он вообще перестает пропускать свет. Этот эффект используется для импульсной модуляции луча. В эти моменты, когда модулятор периодически прерывает генерацию луча, в генераторе на лазере накапливается энергия, чтобы затем в виде мощного светового импульса устремиться в заданном направлении. Встретив на своем пути объект, отраженный и в значительной мере ослабленный световой импульс поступает на антенну приемного устройства. Принятый сигнал усиливается и преобразуется в электрический. После обработки на компьютере поступает на измерительное устройство или индикатор. На индикатор сразу же после излучения светового импульса с генера- тора-синхронизатора подается импульс, соответствующий началу отсчета. В лазерных локаторах генераторысинхронизаторы, управляющие работой всех измерительных устройств, позволяют определить не только дальность и скорость полета, но и угловое положение объекта. Разрешающая способность оптических локаторов огромна. На экране ЭЛТ этих локаторов можно видеть не просто светящуюся точку, но изображение самой цели.

29

Эти преимущества лазерного локатора перед радиолокаторами достигнуто за счет высокой направленности излучения. Если у лучших радиолокаторов ширина луча составляет единицы градусов, то у лазерных локаторов ширина луча находится в пределах нескольких секунд. Дальность действия лазерных локаторов до 33 км.

Фоторефрактивный эффект

Используется для хранения, передачи информации. Фоторефрактивный эффект – это изменение свойств кристалла под действием лазерного луча. Эффект может сохраняться в течение нескольких дней. При освещении кристалла пучком света, несущем изображение, он запечатлевает его детали. Изображение можно затем стереть. Фоторефрактивные материалы пытаются использовать для создания оптических компьютеров. Они могут действовать гораздо быстрее обычных. В фоторефрактивных материалах падающий свет влияет на скорость его распространения в этой среде, т.е. меняет показатель преломления вещества. Это изменение может происходить под действием света даже с низкой интенсивностью. Свет с интенсивностью 1000 Вт/см² уже может изменить положение атомов в кристалле, приводя к изменению показателя преломления на 104. Причем эти изменения могут существовать довольно долго. Если кристалл изолировать от источников света, он будет хранить информацию в течение нескольких лет. В фоторефрактивных материалах заряды диффундируют из освещенных областей и накапливаются в темных областях, что приводит к искажению к кристаллической решетке и изменению показателя преломления. Источником этих электрических зарядов служат дефекты кристаллической решетки.

Зеркала для обращения волнового фронта обладают тем свойством, что свет, отражаясь от них, распространяется в точности назад по отношению к падающему пучку. Из-за этого свойства такие зеркала применяются в системах оптической связи, системах оптического преобразования информации. Зеркала обратного волнового фронта были открыты в 1982 г. Хотя такие зеркала могут быть изготовлены на базе многих классов нелинейных оптических материалов, фоторефрактивные зеркала имеют явное преимущество. Для их работы нужен только 1 входной пучок – обращаемый; процесс обращения может происходить при достаточно низких мощностях лазерного пучка.

30