散射特性

散射特性（通用9篇）

散射特性 篇1

当水中有舰船经过时, 由于螺旋桨的空化作用和船体对波浪的碎开以及吃水线部分大量空气的卷入在船后和两侧会产生大量的气泡, 舰船尾流就是含有大量气泡的气幕带。舰船航行中产生的尾流具有特殊的声、光、电、磁以及热学等不同物理特性, 舰船尾流的这些物理特性是进行尾流探测、跟踪和识别的基础, 目前研究比较多的是声尾流、热尾流、以及最近兴起的气泡尾流。尾流的声学特性, 主要是研究声音通过尾流时的吸收和散射特性, 其中的气泡理论虽然没有被广泛接受, 但由于没有更完善的理论而被大量使用;热学特性则是基于它影响海水的温度分布, 目前多用热电偶进行测量。激光在尾流气泡中的传输具有散射和吸收的作用, 由于激光波长很短, 在水中的衰减比声波大得多, 即使在传播损失最小的蓝绿通道, 光波在海水中的传播距离也很难超过200m, 但也正是由于激光的超短波特性, 使得激光对传播介质变化的感知非常灵敏, 可望实现更远距离的探测。气泡尾流光学特性的研究, 理论上可以进一步掌握尾流结构和物理性质, 实践上则可以促进军事探测的发展, 还可以运用到水质检测等领域, 因此关于尾流光学特性的研究具有重要的理论和实际意义。

1 尾流气泡分布特点

对于较大气泡, 其半径随浮升速度变大, 气泡内气体密度的变化对气泡尺寸的影响要比气体溶解对气泡尺寸的影响大, 当气泡浮升至水面时, 半径已经增大, 随后破碎;对于较小气泡, 随着时间的推移, 半径逐渐变小, 直至最终溶解不能上升至水面。较大和较小半径之间存在一个临界半径, 经理论分析和实验测量, 这个临界半径为44.2μm, 在临界点附近的气泡存活时间最长, 半径为40μm~50μm的气泡存活时间最长, 数密度最大[1]。

舰船尾流中气泡的数密度和分布除与尾流的几何特征尺寸有关外, 还与气泡的浮升和溶解有关。最初产生时, 气泡的尺寸分布主要集中在1000μm以下, 由于表面活性剂对气泡表面张力及气泡内气体扩散的影响, 增加了小气泡在水中稳定存在的可能性, 因此, 10μm~20μm的气泡密度数最高。利用声学和光学手段在海洋环境中的实测表明, 海洋中存在的气泡半径位于3μm~300μm之间, 而其中以40μm~80μm的气泡居多[2]。尾流中气泡大小的分布与海洋背景相似, 气泡数密度比海洋背景中高, 并且气泡之间的平均距离远大于气泡的半径[3]。1946年, 美国国防研究委员会第六局用声呐测量了以航速15kn航行的驱逐舰产生的尾流气泡分布规律, 发现尾流中气泡直径为0.08mm~1.07mm的气泡数密度达5.98×10 6/m3, 比周围海水的气泡数密度高1~2个数量级[4]。利用激光全息技术研究表明, 半径在10μm~15μm之间, 每1μm半径宽度对应气泡数密度可达10 6个/m3[5]。舰船尾流中的气泡随时间的增加, 即沿尾流长度方向, 由于气泡的浮升和溶解, 数密度会迅速降低。气泡数密度的衰减满足下面的指数方程:

其中, N0, N1和t1与气泡直径有关, 取值见表1。

在尾流深度方向上, 气泡在形成初期, 由于螺旋桨的作用, 形成一片沿尾流深度比较均匀的气泡分布;随时间的增加, 气泡在浮升力和环境压力的作用下逐渐浮升, 数密度随着深度的增加逐渐减小。在尾流宽度方向上, 由于螺旋桨搅动, 气泡在尾流中心处数密度较高, 同一深度的气泡数密度分布满足高斯分布[6]。

2 气泡后向光散射特性

2.1 单气泡的Mie散射

光学特性主要是气泡群对光的散射、吸收而使入射波的传播方向发生变化, 能量大大减小。从几何光学角度看, 散射是衍射、折射和反射三部分光能的简单叠加, 但几何光学不能很好地解释气泡的光散射特性, 且波动光学中经典的夫琅和费衍射理论也已不再适用, 而Mie散射理论却能较好地解释光能的分布情况, Mie散射理论就是麦克斯韦方程对处在均匀介质中的均匀颗粒, 在平面单色波照射下的严格数学解。研究尾流的光散射特性首先要从单个气泡的散射特性入手, 1907年由Mie G提出, 现在在天文、气象、粉尘测量等众多领域中都有应用 (图2) 。

介质中波长为λ的非偏振单色光照射时, 在散射角为θ、距离气泡为r的观察点, 散射光强为:

式中S1, S2为幅值函数, 可表示为:

式中an, bn为Mie散射系数, 计算公式为:

其中ϕn, ξn贝塞耳函数和汉克尔函数, ϕ'n, ξ'n为其自变量的导数。

式中pn为勒让德函数, pn (1) 为m=1的缔合勒让德函数。

当激光波长λ=532nm, 泡的相对折射率m=0.75时单个气泡的角散射函数, 图2所示。坐标为散射角, 纵坐标为某一角度时的角散射函数, A图为r=10μm气泡的情况, B图为r=50μm气泡的情况。比较A、B两图可以看出, 在散射角180°附近, 气泡越大, 角散射函数也越大, 这说明气泡越大, 后向散射就越强。Trevorrow研究发现[7], 和尾流边缘相比, 尾流中心聚集着较大的气泡, 并且数密度也较高, 从而我们可以判断出尾流中心气泡群的后向散射要高于尾流边缘的后向散射, 在利用尾流进行自导时应充分利用尾流中心部分。

2.2 后向光散射实验分析

实验装置由光源、气泡幕产生装置、信号接收器以及数据采集, 处理装置组成。实验中光源使用的是发射功率为50MW, 波长为532nm的激光器, 气泡幕产生装置由微孔陶瓷管组成。实验中分别对水平面的激光反射强度及气泡幕的散射光强度进行了测量 (图3) 。

首先对无气泡、水面有波动情况下的反射情况进行测量, 接收到的信号如图4所示。在不考虑水面波动的情况下, 对静水中存在气泡时的后向散射光进行测量, 接受信号如图5所示。

由图可见, 水面的波动对于后向散射光的接收存在很大的影响, 而且其信号幅值要比有气泡时的接收信号大得多。在不考虑水面波动的情况下, 静水中不断产生的气泡在激光照射下将产生明显的后向散射, 反映在图5上即为接收信号在波动频率上的不断变化。但是由于水面反射的影响, 在信号接收幅度上的变化则不是很明显。因此, 在实际海况下若是直接从信号的幅度中分辨海水中的气泡存在情况将比较困难。若从信号的频率上看, 水面引起的接收信号幅度变化主要是由于波浪运动引起的, 波动频率相对较低, 而水中存在气泡时的接收信号幅度变化则是由于气泡的浮升、破灭等运动引起, 相对于波浪运动来说信号幅度变化相对较快, 由图4, 图5中接收信号的变化中可看出上述规律。

在不考虑水面反射条件下, 静水中产生气泡幕后所接收到的信号如图7所示。由图7可知, 在不考虑水面反射的条件下, 气泡的后向散射光强度相对于静水时变化明显。进一步考虑静水时和有气泡存在时接收信号的频率特性, 分别如图7、图8所示。当水中无气泡存在时, 接收到的主要是水分子和水中微粒的后向散射光信号, 相对于气泡的后向散射光信号, 静水中的接收信号可视为背景噪声。从图7可看出, 该部分信号相对比较均匀地分布在低频部分的各个频率分量上。而当有气泡存在时由于气泡在水中的浮升运动, 使得接受信号产生明显的幅度变化。半径在1μm~100μm的气泡对应的上浮速度为0.003mm/s~30mm/s。假设气泡直线上浮, 则在此半径范围内的气泡在上浮过程中通过某一固定点的频率范围为2Hz~150Hz。考虑各气泡之间的间隔, 假定为4R, 则通过频率约为0.7Hz~50Hz, 同时在气泡的上浮过程中并不一定是直线运动[8], 因此, 图8所示的有气泡存在时接收信号的低频特性应为气泡浮升运动所引起的频率变化。该频率变化与气泡的浮升运动的具体对应关系有待进一步的实验论证与分析, 但作为区别静水与有气泡幕存在情况下的后向散射光信号差异, 接受信号频谱幅度上的这一低频特性通过实验可以得到较好的验证。利用这一特性可用来识别舰船尾流中存在的气泡, 从而达到跟踪、识别舰船的目的。同时, 在不考虑水面波动的情况下, 由于气泡的后向散射信号相对于静水中的接收信号变化幅度较大, 因此也可以从方差上来判别水中的气泡存在情况。

3 结语

舰船尾迹中不可避免地存在与周围海域不同的气泡分布, 这就使得通过激光探测气泡从而识别跟踪目标成为可能。实验表明, 在尾流中心区底部, 接收到的后向散射光最强, 在静水条件下, 不论在信号幅度还是在频率成分上, 都能较好地识别气泡而在水面有波浪的情况下, 从接收信号的频谱中判断气泡的存在性也是可行的。同时还可能从气泡后向散射信号的方差、似然比等方面来达到实现激光尾流自导的目的。

摘要：在Mie散射理论的基础上分析尾流气泡的光散射特性, 在实验基础上提出了一种利用尾流中气泡对激光的后向散射光特性探测舰船方法。一般情况下, 在不考虑水面波动的条件下能得到明显的气泡后向散射光信号;当波浪稍大时, 会影响后向散射光信号。对此本文的判别效果。

关键词：舰船尾流,气泡分布,Mie散射,后向光散射

参考文献

[1]杨力, 刘慧开, 等.舰船尾流气泡特征的运动规律研究[R].武汉:海军工程大学, 2005.

[2]Zhang Xiao-dong, LewisM, JohnsonB.Influence of bub-bles on scatteringof light in the ocean[J].Applied Op-tics, 1998, 37 (27) :6525～6536.

[3]Prepared by Bureau ofNaval Personne, l Naval Sonar[M].NAVPERS10884, 1953.

[4]杨力, 刘慧开, 等.舰船尾流气泡特征的运动规律研究[R].武汉:海军工程大学, 2005.

[5]张建生, 孙传东, 卢笛.水中气泡的特性研究[J].西安工业学院学报, 2000, 20 (1) :1～8.

[6]杨力, 刘慧开, 等.舰船尾流气泡特征的运动规律研究[R].武汉;海军工程大学, 2005.

[7]Mark.V.Trevorrow, S.Vagle, and D.M.Farmer.Acoustical measurement ofmicrobubbles within ship wakes[J].J.Acoust.Soc.Am., 1994, 95:922～1930.

[8]石晟玮, 蒋兴舟, 王江安.激光在气泡中的后向散射特性研究[J].鱼雷技术, 2005, 13 (3) :11～14.

散射特性 篇2

建立复杂目标几何外形的数学模型,对独立目标使用外法向判断可见面元,对复杂目标使用Z-buffer算法处理自动遮挡问题.通过求解电磁场边值问题求解目标表面的等效电磁流分布,并求解散射强度的`三维分布特性.仿真计算结果被若干测试结果验证,证明该方法的精度较高、实用性强、可靠性好.算法可以直观地显示目标散射强度的三维分布图.

作 者：刘久文 李建辉 韩学文 李青 作者单位：刘久文,李建辉,韩学文(北京航空航天大学电子工程系)

李青(北京航空航天大学机械工程及自动化学院)

散射特性 篇3

1 双向反射分布函数模型

当远处的光源照射到光学镜面上时, 就会产生能量散射。这些能量散射由Nicodemus定义为双向反射分布函数 (BRDF) [14]。美国材料试验学会标准ASTM Standard E1392-1996《规则反射面或漫射面的光散射测量角度定义》对BRDF进行了准确定义:当一束光均匀投射到足够大的均匀且各向同性的材料表面上, 材料表面的反射辐亮度与入射辐亮度的比值定义为BRDF, 它是关于入射角、反射角和波长的函数, 如图1所示。图1给出了双向反射分布函数的几何模型。

BRDF被定义为

式中, 下标o代表入射量;s代表散射量;θ和ϕ为球坐标下的天顶角和方位角;d Ls (θs, ϕs) 为 (θs, ϕs) 方向的散射亮度;d Eo (θo, ϕo) 为 (θo, ϕo) 方向的入射照度。

BRDF的取值在0~∞之间变化, 量纲为sr-1。

污染镜面的散射被分成两部分, 一部分来自干净镜面, 而另一部分来自镜面的污染物。镜面总的BRDF可以被认作是这两部分散射的加和。

式中, 下标“m”和“p”分别代表干净镜面和镜面污染物的BRDF。

其中镜面污染物引起的散射是主要的研究对象。

1.1 镜面颗粒污染物的散射

镜面污染颗粒引起的散射可由米氏散射来表述。图2提供了用于散射函数的几何图像。入射波沿着z轴方向传输, 并且入射波的电矢量极化沿着x轴方向。在θ, ϕ方向上观察到了散射波。这个方向与入射波组成了散射平面。

图2中, a为散射颗粒的半径;r为颗粒到观测点的径向距离

式中, i1为米氏强度函数, D为镜面上的颗粒密度, θr在散射平面 (Y-Z, 图2) 内并且以镜面法线为参考。

1.2 镜面洁净度

光学镜面的污染程度常常用表面“洁净度”来表示。一般采用MIL-STD-1246C等标准来进行物体表面微粒分布的近似描述[15]

式中, Na为每平方英尺中直径大于或者是等于X (微米量级) 的污染颗粒数目;X1为表面洁净度。

为了便于研究分析, 计算时假定: (1) 所有污染微粒在镜面上均匀分布; (2) 所有污染微粒互不重叠, 微粒之间的间隔大于微粒半径的3倍。

2 模拟仿真结果

根据MIL-STD-1246C等标准, 光学镜面的洁净度为200时镜面上主要尺寸颗粒污染物的大致分布情况如表1所示。

利用Matlab软件进行模拟, 假设相应的镜面为320×320 (相对于颗粒尺寸) , 所有颗粒均随机地落在镜面上, 没有落在镜外的颗粒。图3为镜面洁净度为200时, 颗粒污染物随机沉降在光学镜面上时的大致分布情形。

图4为入射激光垂直入射到光学镜面上时, 整个镜面上各处的单个颗粒污染物引起的BRDF分布情形。由于颗粒随机分布在镜面上, 故镜面上BRDF的分布非常复杂。此外, 镜面上各处随机分布的颗粒污染物的尺寸各不相同, 而且小尺寸颗粒的数量明显多于大尺寸的颗粒, 因而镜面上较大的BRDF分布较少, 较小的BRDF分布较多。

图5为入射激光分别以0.632 8μm, 1.053μm, 10.6μm三种波长入射时, 在镜面洁净度为200的光学镜面上, 所有的颗粒污染物产生的BRDF总和随着散射角度变化的情况。显而易见, 散射角度越大, BRDF曲线的波动越剧烈, 散射越复杂。从图5中可以看出, 在镜面洁净度为200的情况下, 三种波长下BRDF曲线均随着散射角度的增大而逐渐衰减, 但热红外光10.6μm的情况下衰减明显缓和。对于可见光0.632 8μm、近红外光1.053μm这两种波长情况, 散射角非常小 (大约小于5°) 时, BRDF迅速衰减, 衰减幅度能达到三个数量级左右, 达到一定角度后, BRDF衰减明显变缓。两种波长下的BRDF值在各个散射角度下都差别不大。而对于热红外光10.6μm的情况, 整个BRDF曲线的衰减情形没有明显的变化, 衰减曲线在各个散射角处的斜率大致相同。此时的BRDF值与可见光和近红外光的BRDF值有较为明显的差别。此外, 随着入射波长的增大, BRDF值变小, 且BRDF曲线的衰减趋势变缓, 曲线的波动也越来越小, 这说明波长较小时, 镜面的散射情况比较复杂。由上述可见, 镜面上的颗粒污染物对激光的散射特性有明显的影响。

3 结论

散射特性 篇4

南京北郊10～12月大气气溶胶吸收和散射特性的观测

通过对南京北郊～12月大气气溶胶吸收和散射系数的连续观测,分析了该地区大气气溶胶吸收和散射特性在不同天气状况下的.演变规律.结果发现:霾日状况下大气气溶胶吸收和散射系数日变化剧烈,非霾日次之,雾日变化较稳定;在00时(北京时间,下同)至08时霾日气溶胶吸收和散射系数与雾日相差不大,而在08时至24时则雾日明显大于霾日;非霾日气溶胶吸收和散射系数最小;降水使得大气气溶胶吸收和散射系数明显降低.

作 者：陈宇 银燕 钱凌 王巍巍 严家德 陈晨 CHEN Yu YIN Yan QIAN Ling WANG Weiwei YAN Jiade CHEN Chen 作者单位：南京信息工程大学大气物理与大气环境重点实验室,南京,210044刊 名：气候与环境研究 ISTIC PKU英文刊名：CLIMATIC AND ENVIRONMENTAL RESEARCH年，卷(期)：14(6)分类号：P41关键词：气溶胶 光声黑碳仪 吸收系数 散射系数 霾 雾 aerosol photoacoustic soot spectrometer absorption coefficient scattering coefficient haze fog

箔条感应电流分布和散射特性研究 篇5

箔条是一种线散射体(振子),大量箔条分散在空中形成的箔条云,能够破坏雷达正常工作.从1943年首次用于干扰雷达至今,箔条仍然是主要的干扰手段之一.文中基于半波振子的电流分布推导出箔条散射的基础公式.

1897年,Pocklington建立了以波氏命名的积分方程,指出细导线的电流近似为正弦分布.应用矩量法结合伽略金法,对谐振振子、电大尺寸振子的辐射和散射效应予以计算和比较,阐述其内在机理;对箔条空中姿态导致散射方向图的变化及应用予以分析.

单根箔条的雷达截面非常小,响应频带比较窄,通常采用大量不同长度的箔条组合来干扰雷达.计算箔条云的雷达截面,简要的方法是计算单根箔条的平均有效雷达截面,乘以一定的数量并进行加权修正.文中给出单站散射和双站散射的箔条平均有效雷达截面的定义和计算公式.

1 单根箔条雷达散射截面

1.1 垂直入射情形

半波长箔条与Z轴平行,中心位于原点;空间远点P与箔条轴向夹角为θ(0～π),距离为r,垂直姿态如图1所示.构成Maxwell方程组的边界条件是:箔条上感应电场E1=-Ein,端点电流I(±λ/4)=0.

以箔条为观察点,z∈[-λ/4,λ/4],由天线理论,知半波振子的感应电流分布为[1]

${\rm I}(z)={\rm I}{}_{{\rm M}}\sin \frac{2\text{π}}{\lambda }\left(\frac{\lambda }{4}-|z|\right)(1)$

箔条接收的入射功率为

${\rm P}{}_1=-\frac{1}{2}{\displaystyle \underset{-\lambda /4}{\overset{\lambda /4}{\int }}\stackrel{⌟}{{\displaystyle {\rm I}}}}\cdot (z)\cdot \stackrel{⌟}{{\displaystyle E}}{}_l(z)\text{d}z=\frac{E{}_l}{k}{\rm I}{}_{{\rm M}}(2)$

箔条的远场散射功率为

${\rm P}{}_2=\frac{1}{2}{\displaystyle \underset{s}{∯}(}\stackrel{⌟}{{\displaystyle E}}\times \stackrel{⌟}{{\displaystyle {\rm H}}})\cdot \text{d}\stackrel{⌟}{{\displaystyle S}}=\frac{1}{2}|{\rm I}{}_{{\rm M}}|{}^{2}R{}_{{\displaystyle \sum }}(3)$

式(2)和式(3)中,R∑=73.1,k为波数.

令P1=P2,得

${\rm I}{}_{{\rm M}}=\frac{\lambda }{\text{π}}\cdot \frac{E{}_l}{R{}_{}{\displaystyle \sum }}(4)$

已知半波振子的E面远场为[1]

$|E{}_{\text{f}\text{a}\text{r}}(r,\theta )|=\frac{60{\rm I}{}_{{\rm M}}}{r}\cdot \frac{\cos \left(\frac{\text{π}}{2}\cos \theta \right)}{\sin \theta }(5)$

则雷达散射截面

$\begin{array}{l}\sigma (\theta )=4\text{π}r{}^2\frac{|E{}_{\text{f}\text{a}\text{r}}|{}^2}{|E{}_{\text{i}\text{n}}|{}^2}(6)\\ \sigma {}_{\frac{\lambda }{2}}(\theta )=0.86\lambda {}^2\frac{\cos {}^2\left(\frac{\text{π}}{2}\cos \theta \right)}{\sin {}^2\theta }(7)\end{array}$

式(6)中,Ein为入射到箔条的电场强度,Efar为箔条散射出的电场强度.

在圆周角φ方向,散射场依轴对称分布.而在原入射场方向,即后向散射(也称单站散射,θ=π/2)取得最大值.

$\sigma {}_{\frac{\lambda }{2}‚\max }=0.86\lambda {}^2(8)$

1.2 斜入射情形

同为半波长箔条,任意姿态如图2所示.入射电场与Z0轴平行,箔条中心位于原点;箔条与Z0轴夹角为ψ,与X轴夹角为φ;空间远点P与箔条轴向夹角为θ(0～π),距离为r.

仍然以箔条为观察点,在忽略幅度和相位差别的条件下,有

El=-Eincosψ (9)

对于固定姿态(ψ=Const),代入式(6)则雷达散射截面

$\begin{array}{l}\sigma {}_{\frac{\lambda }{2}}(\theta ‚\psi )=\cos {}^2\psi \sigma {}_{\frac{\lambda }{2}}(\theta )=\\ 0.86\lambda {}^2\frac{\cos {}^2\left(\frac{\text{π}}{2}\cos \theta \right)}{\sin {}^2\theta }\cos {}^2\psi (10)\end{array}$

最大散射方向仍然在θ=π/2方向上,而不是入射场方向,但散射强度降低了cos2(ψ)倍.在原入射场方向(单站散射),令θ=π/2-ψ,代入式(10)得

$\sigma {}_{\frac{\lambda }{2}}(\psi )=0.86\lambda {}^2\cos {}^2\left(\frac{\text{π}}{2}\sin \psi \right)(11)$

研究发现,文献[1]使用了电基本振子(亦称电偶极子)的远场公式[1]:

$|E{}_{\text{f}\text{a}\text{r}}(\psi )|=\frac{60{\rm I}{}_{{\rm M}}}{r}\cos \psi (12)$

文献[2,3]则使用了电基本振子的方向系数公式

G=1.65cos2ψ (13)

因而导出:

$\sigma {}_{\frac{\lambda }{2}}(\psi )=0.86\lambda {}^2\cos {}^4\psi (14)$

半波振子亦称半波偶极子,式(11)和式(14)的最大雷达截面都是0.86λ2,实属巧合.

考虑入射场在箔条上的幅度和相位关系,箔条上各点的电场值是不同的.由于入射场是远场,幅度变化可以忽略,如果箔条为电大尺寸、倾斜角度比较大,则相位因素不能忽略.完整的边界条件为

El(z)=-EincosΨejky0 (15)

式(15)中,y0=zsinψsinφ (16)

精确解由Pocklington积分方程[4]给出

$\begin{array}{l}-\frac{\eta }{jk}{\displaystyle \underset{-\frac{\lambda }{4}}{\overset{\frac{\lambda }{4}}{\int }}G}(z,z^{\prime }){\rm I}(z^{\prime }‚\phi ‚\psi )\text{d}{z}^{\prime }=E{}_{\text{i}\text{n}}\cos \psi \text{e}{}^{jky{}_0}(17)\\ G(z,z^{\prime })=\frac{\text{e}{}^{-jkr{}_0}}{4\text{π}r{}_0^5}[(1+jkr{}_0)(2r{}_0^2-3a{}^2)+k{}^{2}a{}^{2}r{}_0^2](18)\\ r{}_0=\sqrt{(x-x^{\prime }){}^2+(y-y^{\prime }){}^2+(z-z^{\prime }){}^2+a{}^2}(19)\end{array}$

式(17)中,a为细导线半径.式(18)、式(19)是Richmond于1965年的研究成果.计算感应电流分布函数I(z′,φ,ψ),继而求出远场电场

$E(r,\theta ,\phi ,\psi )=\frac{-jk\eta \text{e}{}^{-jkr}}{4\text{π}r}\sin \theta {\displaystyle \underset{-\frac{\lambda }{4}}{\overset{\frac{\lambda }{4}}{\int }}{\rm I}}(z^{\prime },\phi ,\psi )\cdot \text{e}{}^{-jk|r-z^{\prime }|}\text{d}{z}^{\prime }(20)$

式(20)中,r是空间某点到箔条中心的距离.当r≫λ时有

|r-z′|=r+|z′|sinθ|z′<0 (21)

|r-z′|=r-|z′|sinθ|z′>0 (22)

将式(21)、式(22)代入式(20)后,再将式(20)代入式(6),得到半波长箔条的雷达截面为[5]

$\sigma (\theta ‚\phi ‚\psi )=\frac{k{}^2\eta {}^2}{4\text{π}}\sin {}^2\theta |({\displaystyle \underset{-\frac{\lambda }{4}}{\overset{0}{\int }}{\rm I}}(z^{\prime }‚\phi ‚\psi )\text{e}{}^{jk{z}^{\prime }\text{s}\text{i}\text{n}\theta }\text{d}{z}^{\prime }+{\displaystyle \underset{0}{\overset{\frac{\lambda }{4}}{\int }}{\rm I}}(z^{\prime }‚\phi ‚\psi )\text{e}{}^{jk{z}^{\prime }\text{s}\text{i}\text{n}\theta }\text{d}{z}^{\prime })|{}^2(23)$

由于入射场相位的关系,感应电流不一定对称分布,因此式(23)中2项积分不能简单合并.当箔条为任意长度时,只需改变式(17)～式(23)的积分区间.

由于箔条的姿态是任意的,箔条散射电场的矢量方向与入射场并不一致.根据雷达截面的定义,它包含散射到某个方向上的所有场分量.但在实际应用时,雷达接收机只接收相同极化分量的散射能量,存在箔条雷达截面理论和实测差异较大的现象(取决于雷达的极化特性),因此需要考虑极化分解因素的影响[6].

2 箔条的感应电流分布及其散射远场

式(5)是基于半波长振子的电流为正弦分布的条件下得出的,并非严格的证明.谐振条件下电流呈正弦分布,与传输线理论相符合.求解Pocklington积分方程得出,辐射和散射在谐振时,感应电流均近似为正弦分布.研究和计算表明,振子的散射和辐射并不存在某种对应关系,究其机理在于边界条件不同:散射由平面波(Ein=Const)激励,而辐射由δ函数激励.由于激励源不同,两者没有必然联系.

在相同条件下,振子辐射的积分方程为

$\frac{\eta }{jk}{\displaystyle \underset{-l}{\overset{l}{\int }}G}{}_S(z,z^{\prime }){\rm I}{}_S(z^{\prime })\text{d}{z}^{\prime }=-1(24)$

而箔条散射的积分方程为

$\frac{\eta }{jk}{\displaystyle \underset{-l}{\overset{l}{\int }}G}{}_R(z,z^{\prime }){\rm I}{}_R(z^{\prime })\text{d}{z}^{\prime }=-\delta (z)(25)$

采用分段正弦函数[7]

$\begin{array}{l}S{}_i(z^{\prime }-c{}_i)=\frac{\sin [k(\Delta -|z^{\prime }-c{}_i|)]}{\sin (k\Delta )}|{}_{|z^{\prime }-c{}_i|\le \Delta }(26)\\ S{}_i(z^{\prime }-c{}_i)=0|{}_{|z^{\prime }-c{}_i|>\Delta }(27)\end{array}$

振子上的电流表示为

${\rm I}(z^{\prime })={\displaystyle \sum _{i=1}^{{\rm N}}{\rm I}}{}_{i}S{}_i(z^{\prime }-c{}_i)(28)$

式(26)和式(27)中,N为分段数;Δ为段长度;Ci为段中心坐标值;Ii为待求常量.Pocklington方程的解为[8,9]

$\begin{array}{l}{\displaystyle \sum _{i=1}^{{\rm N}}{\rm I}}{}_{i}E{}_i(z)=-E{}_{in}(z)(29)\\ E{}_i(z)=\frac{j\eta }{4\text{π}\sin (k\Delta )}\{2\cos (k\Delta )\frac{\text{e}{}^{-jkR{}_{0i}}}{R{}_{0i}}-\\ \frac{\text{e}{}^{-jkR{}_{1i}}}{R{}_{1i}}-\frac{\text{e}{}^{-jkR{}_{2i}}}{R{}_{2i}}\}(30)\end{array}$

式(30)中,R0i、R1i、R2i分别为第i段的中点和端点到振子柱面z点的距离.

采用伽略金法,取检验函数Wm(z)=Sm(z-cm),对式(29)两端求内积得

$\begin{array}{l}{\displaystyle \sum _{i=1}^{{\rm N}}{\rm I}}{}_i{\displaystyle \underset{c{}_m-△}{\overset{c{}_m+△}{\int }}S}{}_m(z-c{}_m)E{}_i(z)\text{d}z=\\ {\displaystyle \underset{c{}_m-△}{\overset{c{}_m+△}{\int }}S}{}_m(z-c{}_m)E{}_{\text{i}\text{n}}(i,z)\text{d}z(31)\end{array}$

式(31)对每个段均成立,因此可以得到矩阵方程[Zi,i]×[Ii]=[Vi].求解该矩阵得到[Ii]及I(z).采用分段正弦函数及伽略金法,其优点在于利用正弦电流分布振子远场的解析表达式[1].故有

$\begin{array}{l}E(r,\theta )=\frac{-jk\eta \text{e}{}^{-jkr}}{4\text{π}r}{\displaystyle \sum _{i=1}^{{\rm N}}{\rm I}}{}_i{\displaystyle \underset{c{}_i-△}{\overset{c{}_i+△}{\int }}\sin }\theta S{}_i(z^{\prime }-\\ c{}_i)\text{e}{}^{jk{z}^{\prime }\text{c}\text{o}\text{s}\theta }\text{d}{z}^{\prime }(32)\\ E(r,\theta )=\frac{-j\eta \text{e}{}^{-jkr}}{2\text{π}r\text{s}\text{i}\text{n}\theta }{\displaystyle \sum _{i=1}^{{\rm N}}{\rm I}}{}_i\cdot \\ \left[\frac{\cos (k\Delta \cos \theta )-\text{c}\text{o}\text{s}k\Delta }{\text{s}\text{i}\text{n}k\Delta }\right](33)\end{array}$

箔条的雷达散射截面分布图为

$\sigma (\theta )=\frac{4\text{π}r{}^2|E(r,\theta )|{}^2}{|E{}_{\text{i}\text{n}}|{}^2}=\frac{\eta {}^2}{\text{π}\sin {}^2\theta }|{\displaystyle \sum _{i=1}^{{\rm N}}{\rm I}}{}_i\cdot [\frac{\cos (k△\cos \theta )-\text{c}\text{o}\text{s}k△}{\text{s}\text{i}\text{n}k△}]|{}^2(34)$

振子的归一化场强方向函数为

$F(\theta )=\frac{|E(\theta )|}{|E{}_{{\rm M}}|}=\frac{1}{|E{}_{{\rm M}}|}|\frac{\eta }{2\text{π}\sin \theta }{\displaystyle \sum _{i=1}^{{\rm N}}{\rm I}}{}_i\cdot [\frac{\cos (k△\cos \theta )-\text{c}\text{o}\text{s}k△}{\text{s}\text{i}\text{n}k△}]|(35)$

振子长度按波长λ归一化,半径为0.001λ,计算数据见表1,曲线见图3～图6.图中-△-△-△-代表电流实部;-□-□-□-代表电流虚部;——代表远场和RCS.坐标说明:电流曲线以直角坐标表示,远场曲线以极坐标表示.

从表1的数据和图3～图6的曲线可以看出:

(1)相同条件下,振子辐射和箔条散射在感应电流分布、远场形状、远场强度完全不同,取决于激励源和振子的姿态,两者不存在对偶或互易关系.

(2)振子辐射和箔条散射的感应电流在半波长以下时符合正弦分布.谐振状态时,取得最大场强和最宽方向图.振子越长,方向图越窄、远场越弱.

(3)在大于半波长时,箔条散射性能明显下降,而箔条姿态对散射场的影响更大(相位因素),散射性能下降更迅速.

(4)由于箔条散射的感应电流分布和远场方向图不能通过测试来获得(只能测单站或小角度双站的有限点数据),数值计算是分析箔条散射性能与应用研究的有效手段.

3 单根箔条的平均有效雷达截面

对于空中大量箔条所形成的箔条云,忽略箔条间的相互作用,并假定各个箔条与接收点的相位关系一致,则箔条云的总有效雷达截面,可简单地归结为箔条根数与单根箔条的平均有效雷达截面之积.

假设箔条在空间的极化方向是任意的,且在空间等概率分布.将不同姿态的箔条在同一方向的雷达截面叠加并取平均值,得到单根箔条的平均有效雷达截面(以箔条为观察点,单站散射

$\begin{array}{l}\theta =\psi ).\\ \sigma {}_{{\displaystyle \sum =}}{\displaystyle \sum _{i=1}^{i={\rm N}}\sigma }{}_i={\rm N}\overline{\sigma }(36)\end{array}$

(1)单站散射的二维等概率分布

$\begin{array}{l}W{}_2(\psi )=\frac{1}{2\text{π}}(37)\\ \overline{\sigma }{}_2={\displaystyle \underset{0}{\overset{2\text{π}}{\int }}\sigma }(\psi )W{}_2(\psi )\text{d}\psi =\frac{1}{\text{π}}{\displaystyle \underset{0}{\overset{\text{π}}{\int }}\sigma }(\psi )\text{d}\psi (38)\end{array}$

对于半波长箔条,忽略入射场的相位,将式(11)代入式(38),得

$\overline{\sigma }{}_{2‚\frac{\lambda }{2}}=0.274\lambda {}^2{\displaystyle \underset{0}{\overset{2\text{π}}{\int }}\cos }{}^2\left(\frac{\text{π}}{2}\sin \psi \right)\text{d}\psi =0.3\lambda {}^2(39)$

(2)单站散射的三维等概率分布

$\begin{array}{l}W{}_3(\Omega )=\frac{1}{4\text{π}}(40)\\ \text{d}\Omega =\sin \psi \text{d}\psi \text{d}\phi (41)\\ \overline{\sigma }{}_3{\displaystyle ∯\sigma }(\theta ‚\phi ‚\psi )W{}_3(\Omega )\text{d}\Omega =\frac{1}{2\text{π}}{\displaystyle \underset{0}{\overset{\text{π}}{\int }}\text{d}}\phi {\displaystyle \underset{0}{\overset{\text{π}}{\int }}\sigma }(\psi ‚\phi ‚\psi )\sin \psi \text{d}\psi (42)\end{array}$

式中,θ是箔条散射场的指向角;φ和ψ是箔条自身的姿态角.

对于半波长箔条,忽略入射场的相位,将式(11)代入式(42),得

$\overline{\sigma }{}_{3‚\frac{\lambda }{2}=0.43\lambda {}^2}{\displaystyle \underset{0}{\overset{\text{π}}{\int }}\sin }\psi \cos {}^2\left(\frac{\text{π}}{2}\sin \psi \right)\text{d}\psi =0.15\lambda {}^2(43)$

文献[1,2,3]所对应的公式是由式(14)导出的.

同理,可建立双站散射的平均有效雷达散射截面公式.当某目标被甲雷达照射、而由乙雷达接收时,箔条云的双站散射特性将发挥作用.

(1)双站散射的二维等概率分布

$\overline{\sigma }{}_2(\theta )={\displaystyle \underset{0}{\overset{2\text{π}}{\int }}\sigma }(\theta ‚\psi )W{}_2(\psi )\text{d}\psi =\frac{1}{\text{π}}{\displaystyle \underset{0}{\overset{\text{π}}{\int }}\sigma }(\theta ‚\psi )\text{d}\psi (44)$

(2)双站散射的三维等概率分布

$\overline{\sigma }{}_3(\theta )={\displaystyle ∯\sigma }(\theta ‚\phi ‚\psi )W{}_3(\Omega )\text{d}\Omega =\frac{1}{2\text{π}}{\displaystyle \underset{0}{\overset{\text{π}}{\int }}\text{d}}\phi {\displaystyle \underset{0}{\overset{\text{π}}{\int }}\sigma }(\theta ‚\phi ‚\psi )\sin \psi \text{d}\psi (45)$

二维等概率分布没有实际意义.式(43)适用于谐振长度箔条,也是箔条的常规使用状态.对于电大尺寸箔条,严格计算需要从Pocklington积分方程出发,对任意姿态角和给定长度,先求出感应电流分布,再求单站或双站雷达截面,最后求式(45)的积分.限于篇幅不再讨论.

4 研究结论

综前所述,可以得出如下研究结论:

(1)在雷达无源干扰理论体系中,箔条雷达截面公式是箔条干扰理论的基础部分,影响到箔条理论研究结论和应用效果.

(2)关于电大尺寸箔条散射,习惯认为与振子的辐射特性类似.计算结果表明两者没有任何必然联系,必须按各自的边界条件确定各自的电磁特性.

(3)由于箔条在空中姿态是任意的,散射方向图与箔条的长度和姿态关系密切,研究结果对箔条干扰弹的配方设计具有指导意义.

(4)电大尺寸箔条散射的雷达截面小、方向图窄、副瓣多.箔条的谐振散射已获得广泛应用,箔条非谐振散射的效用尚未引起关注,可以考虑用来缩减大型目标的雷达散射特性[10].

参考文献

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[4]R.Mittra,Computer Techniques for Electromagnetics,1973.

[5]胡守军,刘丽君.箔条云极化特性与雷达散射截面测量研究[J].光电技术应用,2008,23(3):62-64.

[6]胡守军.毫米波多散射单元线散射体的雷达截面计算[J].红外与毫米波学报,1999(4).

[7]林象平.电子对抗原理(下册)[M].北京:国防工业出版社,1982.

[8]李世智.电磁辐射与散射问题的矩量法[M].北京:电子工业出版社,1985.

[9]R.F.Harrington.Field Computation by Moment Meth-ods,1968.

散射特性 篇6

与传统无线光通信相比，紫外光通信具有保密性好、跟踪端无需对准、可靠性高和便于组网等优点，已广泛运用到军事通信领域。太阳光辐射的紫外线(200～280nm)在经过大气层时被臭氧吸收，不能到达地面[1]。因此，在低空大气信道进行紫外光通信，受此波段的背景光干扰很小，有利于微弱信号的接收。但此波段在大气中传输衰减很大，只适合短距离通信。本文研究了低空信道中紫外光传输特性，利用单次散射模型分析光束发散角、发射机和接收机仰角与接收能量的关系，完成了室内环境下的传输实验，通过分析实验结果，提出了系统需要改进的地方。

1 紫外光低空信道传输特性分析

对于低空信道紫外光通信，由于大气中存在大量粒子，对紫外光传输的影响较大，造成衰减的主要原因是有效散射体内散射粒子对光的吸收和散射。采用modtran大气传输模型可对大气紫外波段(200～400nm)的传输特性进行数值仿真和分析[2]。

图1给出了水平传输距离为1km、能见度为23km、观察高度为500m的情况下，透过率随波长的变化曲线。由图可知：波长在200～280nm之间的紫外光在大气中强烈衰减，透过率不足50%，只适用于短距离通信光源;波长在300～400nm为长紫外光波段，其穿透力极强，适合做长距离通信光源。因此可以根据通信距离的需求选择合适的紫外光光源。

图2给出了垂直高度为500m，能见度为23km条件下，大气组分子对紫外光透过率的影响。由图可见，气溶胶吸收作用下，透过率变化幅度很小;而分子散射作用下，透过率随波长的增加而变大。

2 单次散射有效散射体通信链路分析

在所有光波谱范围内，由于紫外光波长短，在大气传输中具有强散射特性，能够利用大气分子等对其散射完成非视距通信。通常认为，粒子间的距离3倍于粒子直径，单次散射的假设成立。大气中气体分子之间的距离都远远超过了3倍的粒子直径，单次散射传输占主要方面。单次散射近似的数学处理较为简单，在工程设计中得到了广泛应用。

2.1 散射体内散射特性分析

在短距离通信中，散射体内粒子浓度的大小直接影响系统的通信性能。我们应用雷利散射定律来描述有效散射体内各参数与散射强度的关系：

式中，C为单位体积气体中的分子数目;V为单位粒子体积;n1、n2分别为分散介质和分散相的折射率;r为传播距离;I0为初始光强度;’为波长。由式(1)可以看出：散射强度与波长四次方成反比，因此波长越短，散射强度越大;散射强度与单位体积的粒子数成正比，故散射体内粒子浓度越大，光散射强度越大;散射强度与传播距离成反比，距离越远散射强度越小。因此需要根据实际情况选择最佳通信条件。

一天当中不同时段温度的变化也会引起低空信道中粒子浓度的改变，一般来说空气微粒浓度取决于气象因素。昼夜垂直温差变化明显，当地面温度高于高空温度时，地面空气上升，微粒易被带到高空扩散;而地面温度低于高空温度时，天空中会形成逆温层，使地面空气不能上升，空气中的各种污染物就不能扩散。一般逆温层容易出现在早晚7点左右，此时空气最污浊，粒子浓度最大，适宜进行紫外光散射通信。

2.2 单次散射通信链路模型

单次散射通信链路模型如图3所示，光信号只有通过发射仰角和接收仰角交叉部分的散射体散射后，才能到达接收机[3]。图中，βT(0≤βT≤π)为发射机仰角，βR(0≤βR≤π)为接收机仰角，θT(0≤θT≤π)为光束发散角，θR(0≤θR≤π/2)为接收孔径角，r为发射机和接收机之间的距离，ξmax和ξmin分别为有效散射体径向坐标。

假设T=0时刻，F1处发出一束能量为QT的光脉冲，经过t=r2/c时间到达距离发射机为r2的二次辐射源P点处的能量为[4]

式中，ΩT=4πsin2θT;ke为大气消光系数，是吸收系数和散射系数之和。

信号脉冲以均匀的圆锥角传输，在有效散射体V内对式(2)积分，则F2处接收到散射体的能量密度为

式中，c为光速，p(θs)为单次散射的相函数，可由式(4)表示[5]:

式中，ksR、ksM分别为瑞利散射的系数和米散射系数;PR(cosθs)、PM(cosθs)分别为瑞利散射和米散射的相位函数，且可由式(5)、式(6)分别得到：

式中，γ、g、f均为模型参量。

到达接收机的能量：

ξ=ct/r,tmax、tmin分别为到达ξmax和ξmin的时间。

3 系统传输实验

为验证散射信道对紫外光传输的影响，搭建了室内实验系统，如图4所示。系统发射端采用波长为365nm的单个紫外LED(发光二极管)作为发射光源，发射功率为1W，视场角为80°，模拟信号经过模/数转换，对紫外LED进行调制，光信号通过有效散射体散射传输，由PMT(光电倍增管)完成光电接收与前置放大，数字调制信号经整形电路送DAC0832进行数/模转换，最后解调输出模拟信号。

实际测试时，通信距离和发射仰角为容易调整的系统参数，也是影响通信性能的重要参数。在室内测试环境中，紫外光通过烟雾机产生的烟雾(有效散射体)散射，到达PMT，调整传输距离及发射仰角，对PMT接收到的数字信号进行测试。

图5为传输距离5～8m，固定接收PMT仰角为30°，发射仰角在10～65°范围内变化时的发射、接收波形。从图中可以看出，当传输距离为5m，发射仰角分别为30和60°时，接收信号幅度变化不大。这是由于近距离散射效果较好，PMT视场角完全在LED发射辐射范围内;当传输距离为8m，发射仰角从60°减小到30°时，接收信号幅度有40%左右的衰减，这主要是因为发射仰角增大使有效散射体体积减小，实际传输路径增长，传输损耗增加。

经测试，在散射链路建立且有散射体存在的条件下，实现了音频范围内的正弦信号传输。此外，大气能见度也是影响低空信道中紫外光传输的主要因素之一，因此，系统模拟了能见度(烟雾浓度)变化对传输效果的影响。无烟雾时，能见度高，空气中散射粒子稀疏，光信号无法通过散射方式入射到PMT;烟雾喷出时，散射体粒子密度逐渐增大，光与粒子相互作用，PMT接收到的散射光增加，接收信号幅度由小变大;烟雾很浓时，能见度降低，烟雾吸收紫外光增强，散射光功率减弱。

4 结束语

通过对紫外通信低空信道进行特性分析，给出了紫外光散射通信链路传输特性与链路参数的关系，并进行了室内紫外光传输实验。结果表明：满足一定大气通信链路的紫外通信是可行的，可以根据不同的传输距离选择合适波段的紫外光光源，大气中的吸收是引起传输损耗的主要因素。传输距离与发射机、接收机仰角以及路径损耗有着密切关系。这些结果为将来设计系统提供了重要依据。实际系统中通过LED阵列来增大发射功率，采用光学处理来优化光路结构，可进一步提高传输距离。此外，研究适用于散射通信系统的信号编码技术对工程应用也是非常有意义的。

参考文献

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[2]Luettgen M R,Shapriro J H.Non-line-of-sight single-scatter propagation model[J].Journal Opitcal Societyof American,1991,8(12):1964-1972.

[3]蓝天,倪国强.紫外通信的大气传输特性模型[J].北京理工大学学报,2003,23(4);419-423.

[4]丁莹,佟首峰,董科研,等.大气信道对垂直发收模式紫外光散射通信性能影响的仿真[J].光子学报,2010,39(10):1852-1856.

散射特性 篇7

采用等离子体云对目标进行电磁遮蔽是一种比较新颖的反雷达探测手段;目前美、苏、中等强国均在开展战略导弹重返大气层阶段的等离子体隐身技术和喷洒金属箔条的隐身技术研究。国内陆、海军武器装备在等离子隐身技术方面也已经起步,但都未到实用阶段[1,2]。

在地面模拟近似真空条件下的等离子体隐身特性研究一般在真空罐内进行,目前国内采用的真空罐都是圆柱形全金属结构,生产工艺比较成熟。但在金属罐内的有限空间内开展关于目标的雷达波隐身技术研究却是一项困难重重的工作。首先,金属罐壁的反射波一般远大于被测目标的回波,测试系统在有效动态范围被严重压缩[3],即使涂敷目前国内最好的吸波材料也只能减低-40 dB的背景电平,而且罐壁与目标距离很近,不易区分出目标的反射。其次,测试系统一般采用收、发天线分开的双天线方案,在外场测量或紧缩场条件下进行测量不会有明显问题,即使收、发天线之间有耦合泄漏,用距离门或软件处理很容易清除目标区外的干扰[4],但在罐内天线口面离目标很近,天线间的耦合对目标的干扰很难消除。尤其在低频段更加严重,这一方面是因为低频段波长较长,两天线间距的电长度相对较短,另一方面是因为天线口径受真空罐安装窗口的尺寸限制不可能很大,天线波束在低频段相对较宽。因此,要保证测量系统的动态范围和目标测量数据的可靠性,必须解决罐体内背景的散射干扰问题和天线的耦合问题。

1 测试系统介绍

根据对国内一些真空罐散射测量系统所存在问题的研究分析,本文提出了一种比较合理的近距离快速扫频测量方案,该方案中收、发公用一个天线,克服了双天线系统存在的天线耦合泄漏问题;通过对金属罐采用双透波门,减缩了目标区前、后的散射干扰;对不同的测量波段,采用同样波束角的天线,并根据罐体直径和目标尺寸选择合适的波束角,使罐壁反射尽量小,也保证了不同波段测量结果的可比性[5]。测量系统的结构图如图1所示。

微波系统工作原理可简述如下:在计算机控制下,扫频源在T时刻内发射带宽为B的线性调频波,发射信号经定向耦合器支路(-20 dB耦合)、功率放大器、波段开关、环行器、收发天线射向目标。发射信号经由耦合器的主路输出作为下变频器的本振信号。目标回波信号由天线接收后,经环行器、反射/透射选择开关、低噪放大器,送给混频器的信号口。回波信号与本振信号混频后输出中频信号[6]。计算机在发出扫频触发指令时,同时对目标回波中频信号进行采集、存储。信号处理工作在测量完成后进行。

测量系统的工作参数可通过计算机工作界面设置。也可通过设备前面板键组设置,工作参数包括工作频段、扫频时间、发射功率、测试通道(反射/透射)、极化状态(垂直/水平)、中频信号增益、滤波器工作带宽等。计算机通过与控制单元通信,由计算机本身或通过控制单元发出各种系统的控制命令。这些命令包括:

(1) 计算机通过IEEE 488接口(也可使用其他形式接口)设置信号源的工作参数,如扫频频率、功率、扫频时间等。

(2) 计算机通过控制单元向信号源发射采集命令,在扫频周期T期间,信号源向计算机发出采样脉冲信号,计算机采集卡对该期间的中频信号进行采集。

(3) 计算机通过控制单元向三个六选一波段转换开关发控制信号,实现波段自动切换控制。

(4) 计算机通过控制单元控制三个极化转换开关组的工作状态,实现极化自动转换功能。

(5) 计算机通过控制单元控制反射/透射开关,实现测量用途的半自动转换。

(6) 计算机通过控制单元控制中频信号单元的增益、滤波带宽,以获得低干扰的目标信号[5]。

系统进行等离子体反射(或后向RCS)测量方法如下: 收发天线安装在罐体中轴向位置,先放好被测目标(用金属或聚四氟乙烯低散射支架支撑),选择某一波段进行真空条件下、无等离子体发射状态下的扫频测量,然后向目标发射等离子体云,进行相同条件下的扫频测量,对两组结果进行比对,确定相对隐身效果[7]。

2 信号处理方法

线性调频系统的工作原理如图2所示,信号源在T时刻内发射中心频率为f0、带宽为B的线性调频波:

$s{}_{\text{i}}(t)=E{}_{\text{i}}\text{r}\text{e}\text{c}\text{t}(t/{\rm T})\sin (2\text{π}f{}_{0}t+\text{π}{\rm K}t{}^2)(1)$

式中K=B/T是扫频斜率。接收天线收到径向距离为R处的点目标回波信号为:

式中τ=2R/c代表双程距离延迟,c是光速。该信号与相关本振混频产生中频(差频)信号:

$S{}_R(t)=E{}_{\text{c}}(t)\text{r}\text{e}\text{c}\text{t}(t/{\rm T})\cos (2\text{π}f{}_{\text{Ι}}t+\phi )(3)$

其幅度Ec正比于目标反射强度,其频率fI正比于发射带宽B及延迟时间τ,反比于扫频时间T,即fI=Bτ/T。一个理想点目标的中频回波信号是一段持续时间为T的正弦波。一般目标区有多个散射源,则总回波信号是目标区所有散射信号的矢量和:

$S{}_{{\displaystyle \sum }}(t)={\displaystyle \sum S}{}_{Rj}(t),j=1,2,3,\cdots (4)$

对目标回波信号做谱分析(FFT)就可获得关于目标反射率沿纵向距离的分辨(一维成像);距离R处的点目标的一维像如图3所示。

获取目标后向RCS的信号处理过程简述如下:基于频率与目标的距离R呈fI=2BR/(cT)的正比关系,对频率的分辨也是对距离的分辨。回波信号幅度(或信号包络)Ec(t)反映了目标在t时刻对雷达波的反射强度;由扫频测量体制中微波扫频频率fi∈[f0-B/2,f0+B/2]与信号持续时间t∈[0,T]的相关性可知,信号幅度随时间的变化规律Ec(t)也是其随发射频率的关系曲线Ec(fi)。根据定义:若对回波信号进行检波取出包络Ec(fi),再对包络取模平方,即是反射率与发射频率的关系曲线。获取目标反射率随扫频频率变化的曲线图步骤如下[8,9]:

(1) 首先对采样数据做背景对消处理,然后做N点FFT处理,实现距离向(或称频率)分辨;这里N为序列字长。然后采用硬件或软件门将一维成像非目标区内的杂散噪声信号频率进一步滤除,从而只保留目标区频带内的数据。

(2) 对保留数据作傅里叶反变换(IFFF),得到目标区相应的时域波形(记为St(t))。由于线性扫频体制中时域回波信号亦是扫频发射频率的函数,所以St(t)可以用St(fi)表示。

(3) 对电压信号St(fi)取平方,得到回波信号的瞬时功率P(t)或P(fi)的波形,其包络就是目标RCS随频率的幅度分布。

(4) 为获得P(fi)包络,再一次FFT得到P(fi)的功率谱分布,该谱中低频区的谱线代表包络,高频谱是载波fc。

(5) 用数字滤波将低频区的包络谱滤出,再对包络谱做IFFF,便可恢复反射功率的包络波形,也即RCS和扫频发射频率的关系曲线。

(6) 对该数据取对数及定标处理。

3 测试方案技术特点

本文介绍的测试系统方案有如下技术特点:

(1) 同矢网测量方案相比,快速扫频方案测量速度快,矢网测量采用阶跃变频连续波体制,一次扫频测量需要几十秒;快速扫频测量(线性调频体制)一次扫频测量时间只要几十毫秒,是真正意义上的实时测量[10]。

(2) 以往快速扫频系统收、发采用双天线,对于距离很近的目标只能实现准单站测量(实际存在一定的双站角),测量结果存在由于角度误差而引起的精度误差。本方案收、发采用同一个天线,是实际意义的单站测量,有效提高了测量精度。

(3) 本方案中波段转换、极化转换、天线转换都实现了程控操作,自动化程度高,既节省了测量准备工作的时间,也避免了由于频繁拆卸或更换微波电缆所造成的机械损害,提高了可靠性。

(4) 罐体前、后盖用透波材料(如聚四氟乙烯)制成,相比全金属罐体有两个优点, 其一可有效减小罐体后向散射。即使罐外存在强反射,也可用距离门滤除。其二天线位置不受罐体窗口的限制,可与罐体保持一定距离,并可以根据目标大小对距离进行优化选择。

本文的测试系统方案也存在一些关键技术问题:目标区中金属罐壁是一个强干扰散射源,必须设法减缩罐壁的散射,使其不对目标测量的精度造成明显影响。因此,一方面必须寻购一种吸波性能好,耐高温,能在真空罐内工作的吸波材料或涂料安装在罐内壁上。另一方面根据罐尺寸优化选择天线波束角,在天线发射波主要能量覆盖目标的前提下,尽量降低对罐壁的照射。此外,本方案中收、发共用一个天线。收、发信号之间的隔离完全取决于环行器的隔离特性。要使系统达到40 dB的测量动态范围,必须采用隔离度大于45 dB以上的宽带高隔离度环行器。

4 结 语

同以往双天线金属罐线性调频测量系统方案比较,本文介绍的单天线方案结构简化,天线远离目标区使目标的反射信号易于截取,不存在天线口面场泄漏问题,不存在双站近距离测量误差,在保持快速扫频测量特性的基础上,有效提高了测量精度。但该测量方案也存在其他类似测量系统的共同问题:金属罐内测试场不满足远场条件,只能进行目标散射特性的定性测量。要想达到目标RCS定量测量的目的,散射测量必须在紧缩场的静区中进行。

摘要：为了在真空条件下对等离子体云团的雷达波散射特性进行快速测量和分析,系统采用了真空罐模拟目标飞行时的高空大气环境,使用传统的线性调频测量体制和单天线方案,在近距离实现了关于等离子体云团的单站RCS测量,测量精度较以往的双天线方案有所提高。

关键词：线性调频波,等离子体,雷达横截面,散射特性

参考文献

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[2]刘春生.等离子体技术在军事领域的应用[J].国际航空,2000,45(12):49-51.

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散射特性 篇8

矩量法(MOM)被看作是数值"精确解"，被广泛应用于电磁散射问题的分析中，但每次计算只能得到一个频率点的电流分布和雷达散射截面(RCS)，而在日渐发展的遥感技术和雷达目标识别中，需要随机分布目标的宽带RCS以产生一维距离像。与其它频域方法一样，为了获得目标的宽带RCS，应用MOM就必须在频带内的每个频率间隔点上逐点计算，当目标的RCS随频率变化剧烈时，必须以很小的频率间隔计算才能得到精确的频率响应，这就意味着在整个频带内矩阵方程求解次数的增加。为了克服这个缺点，E.H.Newman和G.J.Burke分别通过内插阻抗矩阵[1]和使用基于模型参数估计[2]的方法获得了宽带数据。一种类似的技术--渐近波形估计(AWE)技术被提出,并首先用于超大规模集成电路的时域分析[3]。近年来，AWE技术被逐渐应用到电磁问题的分析中[4,5,6,7,8]。

本文将AWE技术应用到MOM中，计算了二维随机分布的理想导体柱的宽带RCS。数值计算表明，本方法与传统MOM的逐点计算结果吻合良好，而计算效率却显著提高。

1 渐近波形估计技术

对于任意形状二维理想导体柱的电磁散射问题，其电场积分方程(EFIE)为：

式中为导体柱截面的周线，为导体表面上的电流密度，为入射电场，为第二类零阶Hankel函数，和分别表示场点和源点的位置矢量，k、分别为自由空间波数和波阻抗。

将理想导体柱的周界划分成N段，选择脉冲函数作为基函数，函数作为检验函数，应用MOM可将EFIE化成矩阵方程Z(k)I(k)=V(k)(2)

式中Z为阻抗矩阵，V为激励向量，它们的元素表达式分别为：

为入射平面波与轴间的夹角。

应用矩量法求解式(2)，只能得到一个频率点的导体表面电流。为了得到给定频带内的导体表面电流分布，就必须以一定的频率间隔重复求解式(2)。AWE技术通过将展开成关于的泰勒级数得到频带内的导体表面电流分布，即

展开系数的表达式为:

式中Z(i)表示Z(k)的i阶导数，V(n)表示V(k)的n阶导数。

为了扩大泰勒级数的收敛半径，可通过Padé逼近将展开成有理函数,即

确定，将其代入式(8)，便得到给定频带内任意频率点的表面电流分布，进而计算出散射场和宽带RCS。显然，在AWE方法中，只需进行一次矩阵求逆运算，便可得到给定频带内电流密度的分布，这正是AWE方法提高计算效率的原因所在。

2 数值计算与比较

为了验证应用AWE方法分析二维随机分布导体目标宽带电磁散射特性的有效性，本文对如下两种情况的宽带RCS进行了计算。

(1)36个正方形理想导体柱随机分布在边长为0.0103米的正方形平面内，每个正方形理想导体柱的边长为λ0/20(λ0为中心频率对应的波长)，根据蒙特-卡罗方法[9]生成的二维理想导体柱分布状态如图1所示，选择入射波为TM波，E zi=e-jkx，中心频率0f=3 5GHz,Padé逼近中的L=4,M=3,20～50GHz范围内的RCS频率响应如图2所示。

(2)16个正方形理想导体柱随机分布在边长为0.0102米的正方形平面内，每个正方形理想导体柱的边长为λ0/10，分布状态如图3所示，其他参数同(1)，20～50GHz范围内的RCS频率响应如图4所示。

图3 N=16,a=0/1 0,l=0.0 10 2 m图4 RCS与频率间的关系(参见右栏)

在上述两种情况下，每个正方形理想导体柱离散单元尺寸选择为λ0/40，从以上两个算例的RCS频率响应曲线来看，用Padé逼近的AWE技术得到的结果与MOM逐点计算的结果有较好的一致性，而计算效率则显著提高，表1为上述两种情况所用的计算时间。

表1计算时间及与传统矩量法的比较*(参见右栏)

3 结论

本文给出了一种分析二维随机分布导体目标宽带电磁散射特性的方法，文中对两种情况下的随机分布理想导体柱的宽带RCS进行了计算，结果表明，本文的计算结果与矩量法逐点计算的结果吻合良好，而计算效率显著提高。对于任意给定的频带，要想获得精确的宽带RCS，需要使用多个频率展开点的AWE技术。

参考文献

[1]Newman E H.Generation of wide-band data from the method of moments by interpolating the impedance matrix[J].IEEE Trans.Antennas Propagation,1988,36(12):1820-1824.

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散射特性 篇9

在复杂的外界环境中,悬浮于空气中的颗粒物如灰尘、尘埃等会沉积在光学镜面上污染表面,进而影响光学镜面的散射特性[10]。对于光学系统中镜面的污染容限问题,分析镜面污染颗粒对系统散射特性的影响也是极其重要的。文中采用微分散射测量法并结合米氏散射理论[11]和BRDF理论来研究光学镜面污染颗粒的散射特性,实验中利用光束质量分析仪(Duma Optronics LTD,Beam On-IR1550)来分析光束的散射特性。

1散射理论

光学系统中元件表面的散射由双向反射分布函数(BRDF)来描述。镜面的散射由干净镜面的散射和镜面污染物产生的散射两部分组成。总的双向反射分布函数(BRDF)可以认为是这两部分之和,如下式

式中,下标‘m’和‘p’分别表示洁净镜面产生的BRDF和镜面污染物产生的BRDF。

根据米氏散射理论[11],镜面污染颗粒产生的散射的辐射强度可以描述为

这里,i1和i2为强度函数,其表达式分别为

其中,an和bn为米氏散射系数;pn和 τn为与散射角有关的米散射角度函数[12]。

若散射平面为y-z平面,则f = 90°,式(2)、式(3) 可改为

式(6)定义了自由空间中由极化辐射照射球状颗粒所产生的散射能量,由此可以定义散射颗粒的BRDF为

上式中D为沉积在镜面上的散射颗粒密度;θr为在散射平面内以镜面法线为参考线的反射角;而在实验测量中BRDF可以被定义为

式中,C为系统校正值;ρ为镜面的反射率;Vs为散射光强度;Vr为入射光强度。

2微分散射测量装置

图1测量装置由波长为0.532 μm的半导体激光器、旋转支架、光束质量分析仪(Duma Optronics Ltd.)、计算机软件组成。在激光照射到样品之前先通过一个直径为5 mm的孔径,用于限制光束;将待测样品放置在标有刻度的旋转支架上,通过旋转支架可以改变光的入射角度。图像大小为720×576像素,水平和垂直方向的分辨率均为8.3 μm/pixel,实验中最小入射角度约为10°。光斑特征利用光束质量分析软件进行分析。

3镜面散射特性分析

为了检测光学系统中镜面污染对系统性能的影响,下面对洁净镜面和颗粒污染镜面的散射特性分别进行了分析。

3.1洁净镜面

图2给出了利用光束质量分析仪测量洁净镜面的镜向散斑图像,图像水平和垂直方向上不同像素点的BRDF值。从图中可以看出,无论是水平方向,还是垂直方向,不同入射角下散斑图像的中心变化较小,边缘波动较大,且垂直方向波动比水平方向波动更大;各曲线的峰值都在同一个数量级, 不同曲线之间的差值较小。当入射角分别为10°、 30° 和60° 时,水平方向上测量的标准差分别为0.001 9、0.001 99、0.002,而垂直方向上测量的标准差分别为0.002 12、0.002 18、0.002 23;可知入射角越大,水平和垂直方向的BRDF值越分散,波动越大。

3.2颗粒污染镜面

为了检测镜面污染颗粒对光散射特性的影响, 将干净的镜面暴露在室内不同时间,让灰尘自由随意地沉积在镜面上,利用电子扫描镜观察污染镜面,得到镜面上污染颗粒的分布情况,如表1和图3所示。三个污染镜面的平均颗粒尺寸相同,镜面2相较于镜面1和镜面3有大尺寸颗粒,且镜面2的其他尺寸颗粒数量与镜面1相同;而镜面3的颗粒数量不同于其他两个镜面的颗粒数量。

不同颗粒污染镜面镜向BRDF分布如图4所示。从图中可以看出,无论是水平方向,还是垂直方向,不同入射角下不同污染镜面散斑图像的中心变化较小,边缘波动较大,且垂直方向波动比水平方向波动更大;颗粒尺寸越大,颗粒数量越多, BRDF值波动越大。各曲线的峰值都在同一个数量级,不同曲线之间的差值较小,这可能是由于CCD的分辨率还不够高,无法检测到污染镜面微小的变化。当入射角为60°时,水平方向上污染镜面2与污染镜面1的BRDF比值为0.918 9,污染镜面1与污染镜面3的BRDF比值为0.698 1;而垂直方向上污染镜面2与污染镜面1的BRDF比值为0.701 3,污染镜面1与污染镜面3的BRDF比值为0.885 1;可知不同污染镜面水平和垂直方向的BRDF比值相差较大, 颗粒尺寸越大,颗粒数量越多,镜面散射越严重。

4结论

暴露在空气中的光学镜面会被空气中的灰尘、 尘埃等颗粒污染,这会严重影响光学镜面的散射特性,甚至会缩短光学系统的寿命。利用光束质量分析仪并结合米氏理论和双向反射分布函数(BRDF) 对不同颗粒污染镜面的散射特性进行了研究。研究结果表明,污染颗粒会加重镜面的杂散射,进而影响微弱信号的提取和分析,因此在实际工作中要尽可能地使光学镜面洁净无污染。

摘要：为了研究污染颗粒对光学系统镜面散射的影响,将光学镜面暴露在室内,得到三种不同污染程度的镜面,利用电子显微镜表征三种污染镜面的颗粒分布。使用光束质量分析仪采集洁净镜面和三种不同颗粒污染镜面的镜向散斑图像,结合双向反射分布函数(BRDF)对其从水平和垂直方向进行分析。研究结果表明,不同入射角下,颗粒污染镜面的镜向BRDF值都在同一个数量级;从水平和垂直方向分析,颗粒尺寸越大,颗粒数量越多,镜向BRDF的中心变化较小,边缘起伏较大,镜面散射越严重。