книги из ГПНТБ / Каплун, В. А. Обтекатели антенн СВЧ (радиотехнический расчет и проектирование)
.pdfили при падении волны на обтекатель в виде полого диэлектрического клина.
Так как волна, излучаемая кромкой антенны, может рассматривать ся как сумма сферических волн большого числа элементарных излуча телей, можно заключить, что хорошую модель, воспроизводящую ус ловия возбуждения поверхностных волн в первом случае, дает вибра тор Герда, размещенный вблизи поверхности плоского диэлектричес кого слоя.
Таким образом, появляется третья задача— задача падения сфе рических волн на плоский слой диэлектрика и плоской волны на торец диэлектрического листа.
При рассмотрении влияния упомянутых факторов на искажения диа грамм направленности и оценке принятых методов расчетные резуль таты сопоставляются с экспериментальными. Совпадение этих резуль татов является критерием правильности сделанных приближений и тео ретических предпосылок.
2.2. ПРОХОЖДЕНИЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ВОЛН ЧЕРЕЗ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СЛОИ С МАЛОЙ КРИВИЗНОЙ
При рассмотрении задачи прохождения плоских электромагнитных волн через слабоизогнутые тонкие диэлектрические слои (эта задача исследовалась многими авторами, например, [14, 15]) решение целе сообразно представить в виде асимптотического ряда, первые члены которого дают приближение геометрической оптики, а остальные — поправки различных порядков.
Поскольку стенки радиопрозрачных обтекателей — тонкие ди электрические слои с толщиной порядка волны, то можно ввести малый параметр ц « Икр (где к = 2яА , а р — характерный размер антенны,
например размер ее раскрыва), |
относительно |
которого и разложить |
в ряд решение волнового уравнения: |
|
|
Ѵ2/ + |
к2/ = 0. |
(2.1) |
Очевидно, что в рассматриваемом случае решение волнового урав нения должно быть найдено для трех областей А, В, С (рис. 2.1), при чем область В обладает относительной диэлектрической проницае мостью е, а области Л и С — свободное пространство — имеют 6 = 1. На границах раздела Lab и ЬВс необходимо выполнение следующих условий:
fA —fß |
и |
Ѵл |
на границе |
L ab |
|
|
дп |
дп |
|
fß —fc |
И |
Bfв |
afc на границе L Bc |
|
|
|
дп |
дп |
|
при перпендикулярной поляризации падающей волны относительно плоскости падения и
г |
г |
и |
dfд |
dfв |
т |
|
/л = |
/в |
-----= |
------- на границе |
L ab |
|
|
|
|
|
дп |
е дп |
|
|
fß — fc |
и |
dfг, |
dfr |
|
|
|
---- = |
е ------ на границе Ьвс |
|
||||
|
|
|
дп |
дп |
|
|
при параллельной поляризации падающей волны. |
|
_ |
||||
_ В первом случае [а ,в,с = Ел,в,о во втором — !а ,в ,с = |
НА.в.с, где |
|||||
£ и Я — векторы электромагнитного поля; п — нормаль |
к границам |
|||||
раздела.
Асимптотический метод решения, рассмотренный И. В. Сухаревским [14, 15], сводится к следующему. Решение внутри диэлектрического
слоя (среда В) и в воздухе (среды А, С) ищется |
|
|||||
в виде |
произведения быстроосциллирующей |
|
||||
показательной функции |
и медленно |
меняю |
|
|||
щегося |
ряда по степеням малого параметра тр |
|
||||
|
/ а , в,с=~- F a , в, с е /кф, |
|
(2.2) |
|
||
где Fa,в,с — медленно меняющаяся |
функция |
|
||||
(например, FB = £в„ + |
т\FB, + |
т\2FBs + ...), |
|
|||
а е>кч>— быстроосциллирующий |
множитель. |
|
||||
Благодаря такому приему удается нахо |
|
|||||
дить решение раздельно для слоя и воздуха и |
|
|||||
вычислять ряды почленно шаг за шагом с тре |
|
|||||
буемым |
приближением |
(подробно с этим ре |
|
|||
шением |
можно познакомиться, |
например, в |
Рис. 2.1. К вопросу про |
|||
работе [15]). При этом нахождение поля в слое |
||||||
хождения электромагнит |
||||||
сводится к решению обыкновенных дифферен |
ной волны через слабо |
|||||
циальных уравнений при фиксированных гра |
изогнутые слои. |
|||||
ничных условиях для каждого члена ряда. |
|
|||||
Знание полей /в в слое позволяет с помощью граничных условий найти поля на границах раздела.
В частности, амплитуды падающей, отраженной и преломленной волн выражаются через коэффициенты Френеля. Например, для гра
ницы раздела Lab легко получается, что |
|
|
||
|
— |
(рфад) + r t 0TP) — fr ) |
||
р(отр) _ |
р(пад) дп |
4 Аі- 1 |
Аі- 1 |
Bi - l ’ |
г А; — |
'01 г А, |
cos Ѳ+ |
Y e —sin2 Ѳ |
|
|
|
|||
J _ |
(Шпад) |
+ f(°TP) _ р |
• \ |
(пад) дп |
V ' - 1 |
‘- 1 |
|
•Cß; — Г01 ГА; |
cos Ѳ+ Ѵ^ е — sin2 Ѳ |
||
|
|||
где Гоі - cos Ѳ — ~[/е— sin2 Ѳ |
^oi — |
2 cos 0 |
sin2 0 |
cos Ѳ+ "J/e — sin2 Ѳ |
cos Ѳ+ Vë |
||
21
— коэффициенты Френеля; 0 — угол падения, а і — номер прибли жения.
Для нулевого приближения получаются выражения, справедливые для плоской границы раздела:
(2.3)
Поля в воздухе f A и /с могут быть найдены либо методами геометри ческой теории дифракции (например, [16]), либо методами, изложен ными в работах [14, 15].
В частности, при нахождении полей в средах А и С нетрудно прий ти к системе дифференциальных уравнений, анализ которой позволяет понять физическую сущность прохождения электромагнитной волны через слабоизогнутую диэлектрическую оболочку.
Действительно, если в волновое уравнение (2.1) подставить решение (2.2), то после группировки членов с одинаковыми степенями при малом параметре ц легко находится следующая совокупность уравнений, оп
ределяющих различные приближения решения: |
|
||
(Ѵсрл, с)2 = I, |
|
|
|
24Fa , с„Ѵфл, с + |
V2 фл, с Fa. с„ -~ 0, |
(2.4) |
|
2УFa, с, Ѵфл, с+ Ѵ 2 фл, с Fa. с, -- pV2 FА. с„, |
|||
|
|||
2Ѵ/7а, с, Ѵфл, с + |
Ѵ2 Фа. с Fa. с. = P'42 Fa, с,, |
|
|
Первое уравнение — уравнение эйконала; второе — определяет амплитуду колебаний в нулевом приближении. Совокупность этих двух уравнений определяет полностью поле в областях Л и С в при ближении геометрической оптики при заданных условиях на границах ЬАВ и Lbc■Остальные уравнения системы дают поправки к значениям амплитуды Fa . с ■
Условие, что рассматриваемый слой слабо искривлен, можно опре делить неравенством 1/кр ■+ 1, где р — радиус кривизны слоя. Благо даря тому, что принято г| = 1/рк, где р — диаметр раскрыва зеркала антенны, помещаемой под обтекателем, с очевидностью можно ут верждать, что г; = 1 Ікр~ 1//ср, т. е. малый параметр т) определяет по рядок кривизны слоя в рассматриваемом случае.
Очевидно, что при увеличении радиуса кривизны р требуемое при ближение решения (при нахождении полей),осуществляется при мень шем числе членов ряда, входящих в решение. Оценка результатов по казывает, что приближение лучевой оптики дает хорошие результаты уже при р ^ (1,5 -г 2)К, где %— длина волны в воздухе. Ошибка в оп ределении фазы полей при этом, как показывают расчеты, оказывается не более 10 — 15°. Иначе говоря, в этом случае можно считать, что энергия распространяется по «лучам», определяемым уравнением эйко-' нала, а на границе раздела сред отражение и прохождение происходят так, как если бы границы (и падающая волна) были плоскими. При этом
22
оказываются справедливыми соотношения Френеля (2.3), связываю щие амплитуды падающей, отраженной и преломленной волн.
Изложенные соображения позволяют сделать два следующих чрез вычайно важных для практики вывода.
1. Поле электромагнитной волны, прошедшей через неплоскую ди электрическую поверхность обтекателя, можно выразить сходящимся рядом относительно малого параметра, имеющего порядок кривизны поверхности.
2. В большинстве практических случаев, когда радиус кривизны
поверхности обтекателя больше (1,5 |
2)1, |
оказывается достаточным |
ограничиться лишь нулевым членом ряда. |
В этом случае амплитуда |
|
и фаза прошедшей сквозь слой волны (у поверхности слоя) равны ам плитуде и фазе плоской волны, прошедшей через плоскопараллельную диэлектрическую пластину постоянной толщины, равной толщине слоя
вданном месте.
2.3.ДИАГРАММА НАПРАВЛЕННОСТИ АНТЕННЫ
СОБТЕКАТЕЛЕМ РЕГУЛЯРНОЙ ФОРМЫ
На основании сделанных в предыдущем разделе выводов можно до статочно простыми средствами определить деформацию поля плоской волны при прохождении ею регулярных диэлектрических оболочек произвольной формы (обтекателей).
Действительно, используя полученные результаты, для нахожде ния характеристик прошедшей волны следует, во-первых, пользуясь лучевой трактовкой, заменить падающую волну «лучами» и найти углы падения этих лучей (участков фронта падающей волны) на поверхность обтекателя; во-вторых, заменяя каждый участок обтекателя плоско параллельной пластиной и используя для пластины данной структуры известные выражения комплексного коэффициента прохождения, рас считать амплитуду и фазу прошедшей волны, соответствующей данному «лучу» (участку фронта волны). Совокупность этих данных для всех «лучей» определит фронт прошедшей волны.
При анализе обтекателя в конечном счете представляет интерес сте пень искажения диаграммы направленности расположенной под ним антенны. Для этого достаточно определить мощность, принимаемую антенной, при падении на обтекатель плоских волн, приходящих с различных направлений.
Чтобы рассчитать мощность, извлекаемую антенной из падающей волны, надо знать, во-первых, деформированное обтекателем поле прошедшей волны и, во-вторых, поле антенны в раскрыве при работе
еена передачу.
Однако в тех случаях, когда обтекатель расположен в ближнем
поле антенны, удобнее, а главное нагляднее, рассматривать всю систему антенна—обтекатель последовательно в режиме передачи. Если при этом учесть, что лучевая трактовка также является справедливой и для ближнего поля антенны, то оказывается возможным с достаточной сте
23
пенью строгости определить вблизи поверхности обтекателя прошедшее через него поле. Это обстоятельство позволяет ввести понятие фиктив ного раскрыва, т. е. вынесенного за обтекатель раскрыва антенны, на котором известно амплитудно-фазовое распределение поля.
Известное распределение поля в этом раскрыве позволяет далее методом Гюйгенса — Кирхгофа найти результирующую диаграмму направленности в дальней зоне, учитывающую влияние обтекателя.
Если обтекатель нельзя считать расположенным в ближней зоне антенны, то такой метод по сравнению с тем, когда рассматривается работа антенны на прием, не дает преимуществ.
Регулярный обтекатель в ближней зоне антенны
При работе с остронаправленными антеннами регулярные обтека тели, как правило, располагаются в ближней зоне антенны. Рассмот
рим этой случай, представив |
антенну в виде параболоида вращения |
с радиусом а (рис. 2.2). |
' |
Зная распределение поля в апертуре антенны и характеристики стенки обтекателя, нетрудно на основании результатов предыдущего раздела найти амплитудное и фазовое распределения на вынесенной
Интегрирование по фиктивной, апертуре (плоскость 1-1)
Рис. 2.2. Регулярный обтекатель в ближней зоне антенны.
за обтекатель фиктивной апертуре в плоскости I—I (рис. 2.2). Если функцию, определяющую это амплитудно-фазовое распределение поля, обозначать / (г, у), то выражение для диаграммы направленности в дальней зоне данного фиктивного раскрыва будет следующим:
а2л
F (ß, ф) =г, (1 + cos ß) I г dr j f (r, y) e - i*r sin Pcos ^ - t) dy,
о0
где ß, ф — сферические угловые координаты направления, в котором ищется поле;
г dy dr — элемент фиктивной апертуры.
24
Обозначив комплексный коэффициент прохождения для стенки обтекателя через Т (г, у), а поле в плоскости фиктивной апертуры без обтекателя — через / 0 (г, у), имеем
/ (г, у) = /о (г, у) Т (г, у).
Если принять далее, что распределение поля в апертуре антенны осесимметрично, то с точностью до постоянного множителя получим
а2я
F(ß, ф) = |
(]-{- cos ß) 5 fo (/-) гdr |
^ T (г, у) е~ікг sin ßcos <ф- |
ѵ>dy. |
(2.5) |
||
|
|
|
Q |
0 |
|
|
При T (r,y) |
= 1 |
получается выражение для диаграммы направленности |
||||
антенны |
без обтекателя. |
|
|
|
||
При |
анализе |
остронаправленных антенн множитель |
(1 + |
cos ß) |
||
можно отбросить, так как для этого случая он приблизительно постоя нен; при рассмотрении слабонаправленных антенн этого делать нельзя.
Ниже приведен анализ для первого случая.
Так как рассматривается регулярный обтекатель, можно положить, что коэффициент Т (г, у) — достаточно гладкая и медленно меняющая ся функция точки. При этом ее можно представить разложением в сте пенной ряд по координатам точки интегрирования и ограничиться лишь несколькими первыми членами разложения (в большинстве случаев достаточно двух членов). Такое представление функции Т (г, у) соот ветствует малому изменению угла падения волны на стенку обтекате ля.
Таким образом, |
оо |
|
Т (*> У) — 2 Tm>nxmyn ^ |
||
21 [Am (г) cos my + Bm(r) sin my], |
||
m, n |
m—0 |
где A m (r) и B m (r) — функции г порядка rm и выше; для четных m эти функции четны, для нечетных — нечетны. .
Учитывая сказанное, можно записать, что
E(ß, ф) = |
2 F {m) (ß> ф), |
(2.6) |
где |
m= О |
|
2 Я |
|
|
|
|
|
F (m) (ß, ф) = I fo (г) r d r \ [Am (г) cos my |
-f |
|
o |
0 |
|
-f Bm(r) sin my] e~/'i,' sin ßcos (ф- ѵ) dy. |
|
|
Члены ряда (2.6) представляют собой поправки различного поряд ка малости к диаграмме направленности антенны без обтекателя. Они
расположены по степеням малого .параметра — (где р—радиус кривизны
4 Р
поверхности регулярного обтекателя). В рассматриваемом случае при ограничении двумя членами ряда все члены порядка (-£-)” и выше от-
брасываются.
25
С помощью известного соотношения для цилиндрических функций
[17]
е/2 COS (ф—V) |
cos 7 |
cos /жр) |
|
sin у |
dy = 2я jm ■ |
k „ (z ), |
|
|
sinmcpj |
||
можно провести интегрирование по у в выражении для Л ш) (ß, ср); тог да вместо (2.5) получим-
со а
F (ß. ф) = Е |
2я im § f0 (г) г [Ат(г) cos /жр -f |
|
т = О |
О |
|
-'-Вт (г) sin /жр] Jm (кг sin ß) dr. |
(2.7) |
|
Это соотношение позволяет находить диаграмму направленности антенны с регулярным обтекателем при различных приближениях.
Для нулевого приближения (т = 0):
Л°> (ß, ср) = 2яТ $ /о (г) /• J0 (кг sin ß) dr = TF0(ß), |
(2.8) |
о |
|
где F0 (ß) — диаграмма направленности антенны без |
обтекателя; |
Т = А 0 — комплексный коэффициент прохождения обтекателя в осе вой области, при чем
Т= I Т I е'Д
аI Т I иф — соответственно модуль коэффициента прохождения и набег фазы прошедшей волны.
Для первого приближения (ш = 1)
|
Ai(r) = \T\x r |
и |
ß a (r) = |
|7'|„ |
|
и, следовательно, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
а |
|
FW (ß, |
ср) = / (I Т Ід.cos ф -г I Т |у sin ф) 2я |
(г) г2Д (кг sin ß) dr = |
|||
|
|
|
|
о |
|
|
= |
jVTeFX(ß). |
(2.9) |
||
Здесь |
|
|
|
|
|
|
|
а |
|
|
|
|
Д (ß) - 2я 5 /о (г) г2 Д (кг sin ß) dr\ |
||||
|
|
о |
|
|
|
— VT e = |
| T | ^. cos cp -f- | T |y sin cp — двумерный градиент коэффи |
||||
циента прохождения в точке г = |
0; е — единичный вектор в направле |
||||
нии на плоскость I-—I (рис. |
2.2), т. |
е. в направлении азимута точки, |
|||
в которой ищется поле. |
|
|
|
• |
|
Так как |
|
|
|
|
|
VT -- |Г |е ^ ( / Ѵ ф + 5 Ш ) ,
26
то пренебрегая вторым слагаемым (это можно сделать при регулярном обтекателе) и подставляя полученное соотношение в (2.9), а затем (2.9)
и(2.8) — в (2.6), получаем выражение для диаграммы направленности
сучетом двух членов ряда:
F (ß, Ф) = IТ I е/ф [F0(ß) -f (Ѵфі) F, (ß)]. |
(2.10) |
Видно, что диаграмма направленности антенны совместно с регуляр ным обтекателем зависит как от свойств обтекателя (множители | Т | е'’і’
и Ѵфе), так и от свойств антенны (множители, определяющие распреде ление поля по апертуре FQ(ß) и Fг (ß)). Воздействие обтекателя про является в уменьшении уровня поля в плоскости фиктивного раскрыва I—I из-за отличия коэффициента прохождения стенок обтекателя от единицы и в искажении фазового распределения в этой плоскости за счет неодинакового фазового набега различных участков фронта про ходящей волны для различных участков обтекателя. При этом изме няется величина главного максимума и пространственная ориентация диаграммы направленности. Дальнейшие приближения (в том числе отброшенное слагаемое в выражении для ѴТ) дают возможность учесть изменение формы диаграммы*.
Диаграмма направленности по мощности находится из соотноше
ния (2.10): |
|
IF (ß, cp) I2 « ! F0(ß) I2 + 2 I Ѵф I cos aF0(ß) F, (ß), |
(2.11) |
где a — угол, который данная плоскость сечения диаграммы направ ленности образует с вектором градиента фазы Ѵф.
Здесь опущен несущественный для форміы диаграммы квадрат мо дуля коэффициента прохождения | Т |2, а также члены, содержащие фазовые соотношения второго порядка | уф |2.
Анализ соотношения (2.11) показывает, что диаграмма направлен ности антенны с регулярным обтекателем несимметрична; в ней по является зависимость от азимута. Максимальные искажения имеют место в сечении, параллельном вектору градиента фазы Ѵф; в перпен дикулярном направлении диаграмма в первом приближении остается неискаженной. Выражение (2.11) позволяет найти положение макси мума диаграммы направленности антенны с регулярным обтекателем.
Пространственная ориентация максимума диаграммы определяется следующими условиями:
a ( | f ( ß ’ ф) |2) = |
— |
(I Fd(ß) I2) + 2 ( Ѵфё |
|
|
) ^ - ( A 0 (ß)A 1 ( ß ) ) = 0 , |
|
|
(2. 12) |
T~(\F (ß. ф)|2) = |
dtp |
(Ѵфё) = 0. |
öcp |
|
|
Так как (Ѵфе) = |
| Ѵф | cos (ф — ф0), где ф0— азимутальный угол, по |
|
которому направлен вектор уф, то второе из приведенных соотношений
* При регулярных обтекателях эти факторы достаточно малы и могут не учитываться
27
дает cp = ф0. Это значит, что максимум диаграммы направленности, соответствующий без обтекателя направлению ß = 0, отклоняется об текателем в направлении градиента фазы коэффициента прохождения.
В этом направлении |
(Ѵфе) = |
| Ѵф | и из первого |
соотношения сле |
|||
дует, что |
|
|
|
|
|
|
|
(I fo (ß)|2) -Г I |
Ѵф \ ± - ( F 0(ß) Fx (ß)) = |
0. |
(2. 12a) |
||
Для регулярного обтекателя отклонение максимума |
диаграммы |
|||||
Aß достаточно |
мало. |
Тогда |
разложив функции |
ö/dß {| F0 (ß) | 2) и |
||
и d/dß (F0 (ß)T'i (ß)) в степенные |
ряды и ограничившись лишь двумя |
|||||
первыми их членами, |
найдем |
|
|
|
|
|
|
A ( |F 0( ^ ) ^ A |
P^ ( | ^ 0(P)H |p=0, |
|
|
||
^ |
(Fo (ß) Fi(ß)) » |
(F0(ß) Fx (ß)) |p=o • |
|
|||
После подстановки полученных соотношений в (2.12) найдем
Aß = — Ѵф (F'i (0) / jPo(0)). |
|
Вычислив значения F{ (ß), Fo (ß) и найдя предел их |
отношения при |
ß ->■ 0, получим, что |
|
Aß — I Ѵф I (1//с), |
(2.13) |
где к — волновое число.
С физической точки зрения это соотношение показывает, что макси мум диаграммы направленности антенны с обтекателем отклоняется на угол, соответствующий углу наклона фазового фронта в фиктивном раскрыве антенны I—I, появившемуся вследствии влияния обтека теля.
Для малых смещений диаграммы, имеющих место при регулярных обтекателях, величина максимума по мощности определяется (как это следует из (2.11)) следующим соотношением:
\F (ß, <p)|2 = |7 T |F 0(ß) I2-
Иначе говоря | Т |2 есть коэффициент прохождения обтекателя в на правлении максимума диаграммы направленности.
Итак, при расчете регулярных обтекателей их коэффициент про хождения может быть определен как коэффициент прохождения пло ского слоя, соответствующего по конструкции и геометрическим раз мерам участку стенки обтекателя, пересекаемого геометрической осью антенны. Пространственное же смещение диаграммы направленности определяется углом наклона фазового фронта в плоскости вынесенной фиктивной апертуры, т. е. градиентом фазы Ѵф.
Аналитическое определение градиента Ѵфчрезвычайно сложно даже для простых по форме обтекателей (таких как полусфера, параболоид вращения и т. п.), симметрично расположенных антеннах и простых по структуре стенках. Поэтому целесообразно применять графо-
28
аналитический метод с использованием «лучевого» представления излу чаемой или принимаемой антенной волны. При этом для выбранной структуры стенок регулярного обтекателя оказывается необходимым знать зависимости набега фазы от угла падения ф = / (Ѳ) для двух зна чений поляризации падающей волны относительно плоскости падения: параллельной и перпендикулярной.
Углы падения волны, излучаемой антенной, на поверхность об текателя в заданном сечении (или сечениях) целесообразно также на ходить графическим путем. При известных углах падения, поляриза ции падающей волны по отношению к плоскости падения и конструк ции стенок обтекателя фазовый набег для каждого «луча» (участка
Рис. 2.3. К нахождению фазового |
распределения в фиктивном раскрыве: |
а — распределение фазы в фиктивном |
раскрыве; 6 — фазовая характеристика для |
стенки |
обтекателя. |
фронта падающей волны) находится с помощью заранее рассчитанных или измеренных на плоских образцах кривых ф = / (Ѳ). Полученные результаты определяют фазовую характеристику ф = / (0) в фиктив ном раскрыве. Аппроксимация этой характеристики прямой (например, по методу наименьших квадратов [18]) позволяет найти искомый гра диент Ѵф. В качестве примера на рис. 2.3 показано диаметральное се чение однослойного обтекателя (со стенками, по толщине близкими к по луволновым), расположенная под ним антенна и найденное графиче ским путем фазовое распределение в фиктивном раскрыве I—I ф — / (а). Там же приведена характеристика ф = / (Ѳ), с помощью которой полу чены значения ф. Все данные соответствуют случаю, когда плоскость поляризации электромагнитной волны совпадает с выбранной плоско стью сечения обтекателя, а диэлектрическая проницаемость материала стенок равна 5,0.
Относительно определения фазовых набегов в сечениях, для которых про ходящая волна будет произвольно поляризована, необходимо сделать специаль ное замечание.
Величина комплексного коэффициента прохождения Т — \ Т |eJ^, а именно его модуль I Т I и набег фазыфдля диэлектрических стенок любой структуры, зави
сят от поляризации падающей волны.
При прохождении через диэлектрические слои различно поляризованные со ставляющие ведут себя по-разному. Поэтому, если на неплоский слой падает пло ская линейно-поляризованная волна, то в каждой точке за слоем прошедшая вол на, кроме составляющей в плоскости поляризации падающей волны, будет иметь еще поперечную составляющую. Поэтому для нахождения комплексного коэф-
2а