ftd
.pdf
ρ = |
Zc2 cos ϕ − Zc1 cos ψ |
; |
τ = |
2Zc2 cos ϕ |
. |
(2.11) |
|
Zc2 cos ϕ + Zc1 cos ψ |
Zc2 cos ϕ + Zc1 cos ψ |
||||||
|
|
|
|
|
Модуль ρ определяет соотношение между амплитудами поля отраженной и падающей волн, а его аргумент характеризует сдвиг фаз между этими полями в точке отражения. Аналогично модуль τ определяет соотношение между амплитудами преломленной и падающей волн, а его аргумент – сдвиг фаз между этими полями в точке преломления. В формулах (2.11) можно исключить угол преломления ψ , выразив его с помощью соотношения (2.9):
|
|
|
|
|
|
cos y = 1 - |
ea1ma1 |
×sin2 j . |
(2.12) |
||
|
|||||
|
|
ea2ma2 |
|
||
2.4.Параллельная поляризация
Вэтом случае вектор Hп перпендикулярен плоскости падения x0z, а вектор Eп ей параллелен (рис. 2.2).
|
Hп |
По |
Eпz |
|
|
|
|
Hо |
Eп |
Eпx |
n |
|
||
|
Пп |
Eо |
|
ϕ |
ϕ |
|
|
|
εa1, μa1,σ1 |
z |
|
|
0 |
|
|
|
|
, μa2 ,σ 2 |
|
|
εa2 |
|
|
ψ
Hпр
Eпр
x Ппр
Рис. 2.2. Волновые явления при параллельной поляризации падающей волны
Выражения для падающей волны аналогично случаю нормальной поляризации можно записать в следующем виде:
20
E |
п |
= (ix sin j - iz cos j)Eпe |
−ik1 |
( x cos ϕ+ z sin ϕ) |
; |
|||||
|
|
|
|
|
||||||
H |
п |
= i y |
Eп |
× e |
−ik1( x cos ϕ+ z sin ϕ) |
. |
(2.13) |
|||
|
Zc1 |
|
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Соответственно отраженные и преломленные волны принимают вид:
E |
о |
= (i x sin j + i z cos j)Eоe |
−ik1(− x cos ϕ+ z sin ϕ) |
; |
|
||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||
H |
о |
|
= i y |
|
Eо |
× e |
−ik1(− x cos ϕ+ z sin ϕ) |
. |
|
|
|
(2.14) |
|||||||
|
|
Zc1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
E |
пр |
|
= (ix sin y - i z cos y)Eпрe |
−ik1 |
( x cos ψ+ z sin ψ) |
; |
|||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||
H |
пр |
= i y |
|
Eпр |
× e |
−ik1( x cos ψ+ z sin ψ) |
. |
|
|
(2.15) |
|||||||||
|
|
|
|
||||||||||||||||
|
|
|
|
Zc1 |
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
Введем коэффициенты Френеля ρ ||, τ || |
для |
|
параллельно поляризованной |
||||||||||||||||
плоской волны. Выражения для них можно получить аналогично случаю нормальной поляризации с помощью граничных условий (2.2):
r|| = |
Zc2 cos ψ − Zc1 cos ϕ |
; |
t|| = |
2Zc2 cos ϕ |
. |
(2.16) |
|
Zc2 cos y + Zc1 cos j |
Zc2 cos y + Zc1 cos j |
||||||
|
|
|
|
|
Сравнение этих выражений с (2.11) показывает, что коэффициенты Френеля для нормальной и параллельной поляризаций существенно отличаются друг от друга.
Выясним условия, при которых падающая волна полностью проходит во вторую среду при некотором угле падения ϕв , который называется углом Брюстера.
Это означает, что коэффициенты отражения ρ ,|| |
= 0. Из выражений (2.11), (2.16) |
||
следует: |
|
|
|
Zc2 cos ϕв − Zc1 cos ψв = 0; |
( поляризация) ; |
(2.17) |
|
Zc2 cos ψв − Zc1 cos ϕв = 0; |
(|| |
поляризация) . |
(2.18) |
Рассмотрим типичный случай, когда обе граничащие среды являются немагнитными диэлектриками: r2 = 1, где μ r1, μ r 2 – относительные магнитные проницаемости первой и второй среды, соответственно. Пусть оптическая плотность
второй среды больше, чем первой: |
ε r2 > ε r1, где ε r1, |
ε r2 – |
относительные |
диэлектрические проницаемости первой и второй среды, |
при |
этом εa1 = εr1ε0; |
|
εa2 = εr 2ε0; μa1 = μr1μ0; μa2 = μr 2μ0 , |
где ε0 , μ0 – абсолютные диэлектрическая и |
||
магнитная проницаемости вакуума. В рассматриваемом случае |
Zc1 > Zc2, кроме |
||
того, в силу второго закона Снеллиуса ϕ > ψ , то есть cos ϕ < cos ψ . В рамках наших предположений первое уравнение не имеет решения, следовательно, явление полного преломления при падении плоской электромагнитной волны на
21
немагнитный диэлектрик может наблюдаться только при параллельной поляризации |
||||||
падающей волны. Решая уравнение (2.18) с учетом (2.12), получим: |
|
|||||
|
|
tgϕ = |
εr 2 . |
|
(2.19) |
|
|
|
в |
εr1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
||
Явление Брюстера используется в технике СВЧ. Например, диэлектрическая |
||||||
пластина, установленная под углом Брюстера по отношению к направлению |
||||||
распространения падающей волны, при правильном выборе поляризации не создает |
||||||
отражений. Эта пластина может играть роль конструктивных элементов, например, |
||||||
фиксирующих опор, герметичных уплотнений и поглощающих покрытий. |
||||||
На рис. 2.3 представлены зависимости |
ρ (ϕ), τ (ϕ), ρ (ϕ), τ (ϕ) в предполо- |
|||||
жении идеальности диэлектриков первой и второй сред: кривые |
1 – |
εr 2 / εr1 = 2,1; |
||||
2 – εr2 / εr1 = 4,5; 3 – εr2 / εr1 = 8,3. |
|
|
|
|
||
ρ , ρ |
τ , τ |
|
|
|||
1 |
1,0 |
|
1 |
1,0 |
|
|
0,80,8 |
|
|
1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0,60,6 |
|
0,80,8 |
τ |
|
||
|
|
|
|
|
|
|
0,40,4 |
ρ |
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
0,2 |
|
|
0,6 |
|
|
0,2 |
|
0,6 |
|
|
||
0 |
|
|
|
3 |
|
|
0,0 |
|
|
|
|
|
|
-0,2 |
1 |
0,40,4 |
|
|
||
|
|
|
||||
|
-0,2 |
|
|
|
||
-0,4 |
2 |
|
τ |
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
-0,4 |
3 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
-0,6 |
|
0,20,2 |
|
|
||
|
-0,6 |
ρ |
|
|
||
-0,8 |
|
|
|
|
||
|
-0,8 |
|
|
|
|
|
-1 -1,0 |
|
|
0,0 |
|
|
|
|
00 |
10 20 30 40 50 60 70 80 90 ϕ , град |
|
0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 ϕ , град |
||
|
|
Рис. 2.3. Зависимости коэффициентов отражения и преломления |
||||
На рис. 2.4 представлены зависимости модулей ρ (ϕ), ρ ||(ϕ) для одной и той
же поверхности раздела двух идеальных диэлектриков и диэлектриков с поте- рями: εr1 = 1; σ1 = 0; εr 2 = 3,1; σ2 = 0,01; f = 1 ГГц. Для сред с потерями угла Брюстера
не существует, но имеется минимум модуля коэффициента отражения ρ || , который
тем глубже, чем меньше потери в среде. Из рис. 2.4 видно, что нормально поляризованные плоские волны отражаются лучше, чем волны параллельной поляризации, причем всегда ρ > ρ По этой причине поляризация отраженной
волны в общем случае отличается от поляризации падающей волны. Например, при
22
наклонной линейной поляризации отраженная волна будет иметь другой угол |
||||||
наклона вектора Eп к плоскости падения, при эллиптической поляризации |
||||||
вследствие изменения амплитудно-фазовых соотношений между ортогональными |
||||||
компонентами вектора Eп изменится |
коэффициент эллиптичности и ориентация |
|||||
поляризационного эллипса относительно плоскости падения. |
|
|
||||
ρ , ρ |
|
|
|
|
|
|
,0 |
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
|
|
|
0,8 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ρ |
|
|
0,6 |
|
|
|
|
|
|
|
|
Реальная среда |
|
|
|
|
0,40,4 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ρ |
|
0,2 |
|
|
|
|
|
|
|
Идеальная среда |
|
|
|
|
|
0,0 |
|
|
|
|
|
|
0 |
15 |
30 |
45 |
60 |
75 |
90 |
0 |
15 |
30 |
45 |
60 |
75 |
90 ϕ , град |
Рис. 2.4. Модули коэффициентов отражения для идеальной и реальной сред |
||||||
Если волна произвольной поляризации падает под углом Брюстера, то отраженная волна будет иметь только нормальную поляризацию. Если волна падает на границу неидеальных диэлектриков, то при наклонной линейной поляризации отраженная волна будет иметь эллиптическую поляризацию, так как между ортогональными компонентами E и E || появится фазовый сдвиг, обусловленный
различием аргументов комплексных коэффициентов ρ , ρ || . Это явление используют на практике для определения электрических параметров εr , μr , σ земной поверхности, где σ – удельная проводимость земной поверхности.
Текст программы MATLAB позволяет определить коэффициенты отражения ρ , ρ || для сред без потерь ( σ1 = σ2 = 0 ) и для сред с потерями на заданной частоте
f , ГГц. Для работы программы в командной строке необходимо набрать reflect(sig1,sig2,er1,er2,f), где sig1, sig2 – удельные проводимости первой и второй среды; er1, er2 – относительные диэлектрические проницаемости первой и второй среды, соответственно.
function reflect(sig1,sig2,er1,er2,f)
% sig1, sig2 - удельные проводимости 1 и 2 среды
% er1,er2 |
- относительные диэлектрические проницаемости сред |
% f - частота ЭМ поля (ГГц)
23
rad=pi/180; f=f*1e9; eps0=1/(36*pi)*1e-9; miu0=4*pi*1e-7; miur1=1; miur2=1;
epsa1=eps0*er1; miua1=miu0*miur1; epsa2=eps0*er2; miua2=miu0*miur2; ec1=epsa1*(1-i*sig1/(2*pi*f*epsa1)); ec2=epsa2*(1-i*sig2/(2*pi*f*epsa2)); Zc1=sqrt(miua1/ec1); Zc2=sqrt(miua2/ec2); fi=(0:90)*rad; cosfi=cos(fi); s=sin(fi).^2; cospsi=sqrt(1-ec1*miua1/(ec2*miua2)*s);
rpar=(Zc2*cospsi-Zc1*cosfi)./(Zc2*cospsi+Zc1*cosfi); rort=(Zc2*cosfi-Zc1*cospsi)./(Zc2*cosfi+Zc1*cospsi); plot(fi/rad,abs(rpar),'r',fi/rad,abs(rort),'b'); grid on
Обращаясь к формулировке второго закона Снеллиуса, заметим, что при выполнении определенных условий может отсутствовать преломленная волна – явление полного внутреннего отражения. Полагая в (2.12) ψ = π
2 (преломленная волна распространяется параллельно поверхности раздела сред) и соответствующий этому случаю критический угол падения ϕ = ϕкр , получим:
sin ϕкр = n2 n1. |
(2.20) |
Это означает, что явление полного внутреннего отражения возникает при выполнении следующих двух условий: а) вторая среда должна быть оптически менее плотной по сравнению с первой (n2 < n1); б) угол падения должен быть не меньше критического (j ³ jкр ).
2.5. Нормальное падение плоской волны
Рассмотрим случай падения плоской волны по нормали к поверхности раздела двух сред. Этот случай часто встречается в практических задачах радиолокации, в линиях передачи. Ограничимся рассмотрением сред без потерь. В этом случае при ϕ = 0 из формул Френеля (2.14), (2.22) независимо от вида поляризации падающей волны следует:
ρ = |
Zc2 |
− Zc1 |
. |
(2.21) |
Zc2 |
|
|||
|
+ Zc1 |
|
||
Отсюда видно, что ρ > 0 при Zc2 > Zc1 – при этом условии фаза отраженной волны совпадает с фазой падающей волны. Если Zc2 < Zc1, то ρ < 0 – фаза отраженной волны изменится на π . Кроме того, коэффициент отражения тем больше, чем больше различаются характеристические сопротивления Zc1, Zc2.
Определим электромагнитное поле E1, H1 в первой среде при нормальном падении плоской волны линейной поляризации. В выбранной системе координат (рис. 2.5) поля падающей и отраженной волн можно записать в следующем виде:
24
E |
п |
= i |
|
|
E e |
−ik x |
; |
H |
п |
= −i |
|
Eп |
|
e |
−ik x |
; |
|
|||||
|
z |
|
1 |
|
y |
|
|
|
1 |
|
||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||||
|
|
|
|
п |
|
|
|
|
|
|
|
|
Zc1 |
|
|
|
||||||
Eо = i |
|
|
E eik1x |
; |
|
Hо = i |
|
|
Eо |
eik1x. |
|
|
||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||||
|
|
|
z |
|
о |
|
|
|
|
|
|
y Zc1 |
|
|
|
|
|
|||||
Eп |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Eо |
|
y |
|
|
|
|
z |
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Hо |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
, μa2 |
|
|
εa1, μa1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
εa2 |
||||||
0 |
Пп |
|
|
|
|
По |
|
|
|
0 |
|
|
|
|
0 |
|
|
x |
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
Hп
(2.22)
(2.23)
Рис. 2.5. Нормальное падение плоской волны
Электромагнитное поле в первой среде определяется суммой двух волн, распространяющихся навстречу друг другу, следовательно, с учетом (2.21),
|
E1 = Eп + Eо = i z Eп (e−ik1x + reik1x ); |
||
|
(2.24) |
||
|
H1 = Hп + Hо = -i y |
Eп |
(e−ik1x - reik1x ). |
|
|
||
|
|
Zc1 |
|
Рассмотрим часто встречающийся на практике случай, когда вторая среда |
|||
является идеальным |
проводником электрического тока, для которого Zc2 = 0 , |
||
следовательно ρ = −1. |
Это означает, что в любой момент времени на отражающей |
||
поверхности Eо = -Eп, что является прямым следствием граничных условий для тангенциальной составляющей вектора E1.
Используя формулы Эйлера, из соотношений (2.24) получим
E = -ii |
z |
2E |
|
sin k x , H |
= -i |
y |
2 |
Eп |
cos k x. |
(2.25) |
|||||||
|
|
||||||||||||||||
1 |
|
|
п |
|
1 |
1 |
|
|
Zc1 |
|
|
1 |
|
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Умножив (2.25) на ei(ωt +ϕ0 ) |
и взяв действительную часть от полученных выраже- |
||||||||||||||||
ний, найдем мгновенные значения векторов поля |
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||
E1 = i z 2Eп sin k1x ×sin(wt + j0 ); |
|
|
|
||||||||||||||
H = -i |
y |
2 |
Eп |
cos k x ×cos(wt + j |
0 |
), |
(2.26) |
||||||||||
|
|
||||||||||||||||
|
1 |
|
|
|
|
Zc1 |
1 |
|
|
|
|
|
|
|
|||
где ϕ0 – начальная фаза |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
падающей волны |
в точке |
падения. Из |
полученных |
||||||||||||||
выражений видно, что пространственная зависимость фазы, свойственная бегущим волнам и характеризуемая фазовым множителем e±ik1x , в данном случае
25
отсутствует. Это означает, что во всех точках пространства поле изменяется синфазно. Однако, с течением времени поле изменяется по гармоническому закону, фаза поля ϕ = ωt + ϕ0 зависит только от времени (рис. 2.6, а).
t1 |
|
3λ |
E1 |
t5 |
1 |
|
|
4 |
|
||
|
|
|
|
t2 |
t6 |
λ1 |
|
t3 |
t7 |
2 |
|
t4 |
|
λ1 |
H1 |
E1 |
4 |
z |
z |
0 |
0 |
x |
x |
а) |
б) |
Рис. 2.6. Амплитудные зависимости для векторов напряженности поля
Из выражений (2.31) следует, что амплитуды полей зависят от координаты x:
Е = |
|
2E sin k x |
|
; |
H |
= |
2 |
Eп |
E cos k x |
. |
(2.27) |
|||
|
|
|||||||||||||
|
|
|
||||||||||||
1 |
|
|
п |
1 |
|
|
1 |
|
|
|
п |
1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Zc1 |
|
|
|
|
В точках с координатами x = (2n + 1) λ1 4 , где n = 0, 1, 2,..., амплитуда |
вектора |
|||||||||||||
E1 максимальна, а вектора H1 равна нулю. При x = m λ1 2, |
m = 0, 1, 2, ... , амплитуда |
|||||||||||||
вектора H1 максимальна, а вектора E1 равна нулю. Это значит, что векторы E1 и H1 |
||||||||||||||
сдвинуты в пространстве на λ1 4 , а по фазе на π 2 (рис. 2.6, б). |
|
|||||||||||||
Из формул (2.27) также следует, что между векторами E1 и H1 существует |
||||||||||||||
временной сдвиг на T 4, |
где T |
– период |
колебаний, |
то есть в определенные |
||||||||||
моменты времени электрическое поле равно нулю, а магнитное поле максимально, и наоборот. Для данной волны комплексный вектор Пойнтинга
П = |
1 |
E × H* = −i |
x |
i |
|
|
Eп |
|
2 |
sin 2k x |
(2.28) |
|
|
|
|||||||||
|
|
|
|||||||||
|
|
|
Z |
|
|
||||||
1 |
2 1 1 |
|
|
|
1 |
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
c1 |
|
|||
будет чисто мнимым, а его среднее значение равно нулю. С физической точки зрения это означает, что такая волна в среднем не передает энергии.
Рассмотренная волна называется стоячей. Точки пространства, в которых напряженность поля равна нулю, называются узлами, а в которых она максимальна
– пучностями. В стоячей волне эти точки неподвижны.
Текст программы MATLAB для моделирования характеристик стоячей волны в произвольные моменты времени и для произвольных координатных точек:
function standing_wave
26
rad=pi/180; fi0=0; E0=1; Zc=120*pi; f=10*1e9; om=2*pi*f; wl=3*1e8/f; k=2*pi/wl; x=0:wl/60:2*wl; sn=sin(k*x); cs=cos(k*x);
for m=1:11 |
|
|
t=(m-1)+0.01; t=t*1e-11; |
% |
фиксированные моменты времени |
E1=2*E0*sn*sin(om*t+fi0); |
% |
пространственное распределение |
H1=-2*E0/Zc*cs*cos(om*t+fi0); % векторов поля hold on
figure(1); plot(E1,x,'b',200*H1,x,'r--');
end hold off
Et1=abs(2*E0*sn); Ht1=abs(2*E0/Zc*cs); % амплитуды стоячей волны figure(2); plot(Et1,x,'b',200*Ht1,x,'r--');
line([0 0],[0 x(end)]); xlim([-0.2 2.2]);
2.6. Описание лабораторной установки
Структурная схема установки приведена на рис. 2.7. Генератор СВЧ 1 работает в трехсантиметровом диапазоне волн. Возбуждаемые им колебания с помощью гибкого коаксиального кабеля и коаксиально-волноводного перехода 2 подаются
7
мВ
1 |
2 |
8 |
6 |
Г |
|
|
|
~ |
|
|
|
|
3 |
|
5 |
ϕϕ
4
Рис. 2.7. Функциональная схема лабораторной установки
на передающую рупорную антенну 3, представляющую собой плавно расши- ряющийся волновод. Такая антенна создает направленное электромагнитное поле, которое падает на отражающую поверхность 4. Изменение угла падения осуществляется путем перемещения отражающей поверхности.
В качестве исследуемой границы диэлектрик– воздух использована поверхность призмы из органического стекла ( εr = 3,5). Для ослабления влияния отражений от
27
обратной стороны призмы она выполнена под некоторым углом, изменяющим направление отраженной от нее волны, и имеет ряд неровностей, делающих отраже- ние рассеянным. Отраженные от диэлектрической призмы сигналы попадают в при- емную рупорную антенну 5, а затем в детекторную секцию 6. Сигнал с детекторной секции поступает на вход измерителя отношения напряжений 7 типа В8-6.
При перемещении диэлектрической призмы для получения максимального сигнала необходимо как приемную, так и передающую антенны ориентировать своим максимумом диаграммы направленности (совпадающим с осью рупора) в направлении на призму, что осуществляется вручную.
Перемещение призмы вызывает изменение уровня принимаемого сигнала не только за счет изменения коэффициента отражения, но также и за счет изменения расстояния между передающей и приемной антеннами, так как напряженность поля обратно пропорциональна расстоянию, за счет изменения доли отражаемой энергии
Рис. 2.8. Ориентация антенн относительно отражающей поверхности
(при больших расстояниях она, очевидно, меньше) и ряда других факторов. Для исключения влияния этих факторов сигнал, отражаемый от диэлектрической
28
призмы, нужно сравнивать с опорным сигналом, получаемым при замене призмы хорошо отражающей поверхностью, выполненной из металлического листа таких же размеров, что и призма. Тогда при обработке экспериментальных результатов необходимо учесть, что
ρ(ϕ) = αпр , αм
где αпр(ϕ) – показания прибора при диэлектрической призме; αм(ϕ) – показания
прибора при замене призмы металлическим листом.
Кроме того, помимо сигнала, отраженного от диэлектрической призмы, возможно попадание прямых сигналов между приемной и передающей антеннами, обусловленных боковыми лепестками диаграммы направленности рупорных антенн. Для исключения этой экспериментальной ошибки между приемной и передающей антеннами установлена перегородка из радиопоглощающего материала (8), представляющего собой смесь резины с углеродистым наполнением. Поверхность поглотителя выполнена неровной для увеличения коэффициента поглощения.
Внимание! При проведении измерений следите, чтобы измерительная зона была свободной от посторонних предметов и людей, создающих нежелательные переотражения.
2.7.Выполнение работы
1.Изучить методическое пособие.
2.Ознакомиться с лабораторной установкой и приборами, входящими в нее.
3.Сдать коллоквиум и получить разрешение на выполнение работы.
4.Включить приборы, установить один из видов поляризации передающей антенны. Приемная антенна должна иметь такую же поляризацию.
5.Поместить отражающую призму в положение, обеспечивающее заданный угол падения, метки углов расположены на шкале установки. Направить ось передающей антенны в центр призмы. Установить отражающий металлический лист
иизменением ориентации приемной антенны добиться максимума принимаемого сигнала. Проверить настройку детекторной секции, произвести отсчет показаний прибора.
6.Не меняя настройки приборов, положения антенн и отражающей призмы, убрать металлический лист и произвести отсчет показаний прибора при отражении от диэлектрической поверхности.
7.Снять зависимость модуля коэффициента отражения от угла падения через 5o для нормальной и параллельной поляризаций.
8.Рассчитать по формулам (2.11), (2.16) модули коэффициентов отражения и сравнить с экспериментальными данными. Представить преподавателю результаты выполнения лабораторной работы, совмещенные на одном графике теоретические и экспериментальные зависимости.
29