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雷達(dá)目標(biāo)散射機(jī)理與分析方法 版權(quán)信息
- ISBN：9787030732354
- 條形碼：9787030732354 ; 978-7-03-073235-4
- 裝幀：一般膠版紙
- 冊(cè)數(shù)：暫無
- 重量：暫無
- 所屬分類：>
雷達(dá)目標(biāo)散射機(jī)理與分析方法 本書特色
本書電磁散射、雷達(dá)技術(shù)領(lǐng)域?qū)I(yè)人員以及相關(guān)學(xué)科方向研究生的教材，也可做為相關(guān)研究人員的參考資料。
雷達(dá)目標(biāo)散射機(jī)理與分析方法 內(nèi)容簡介
本著共5章。第1章就是闡述電磁散射機(jī)理分析的理論基礎(chǔ)，即典型規(guī)則目標(biāo)的近似解析解；第2章就是依據(jù)第1章的理論，給出一般目標(biāo)散射機(jī)理的分析方法和結(jié)果；第3章主要是闡述目標(biāo)的雷達(dá)散射截面和角閃爍的計(jì)算方法及典型目標(biāo)的典型結(jié)果；第4章著重闡述了散射中心，尤其是日益受到重視的復(fù)雜目標(biāo)多散射中心的分析方法及圖像特征；第5章講述了散射中心在雷達(dá)中的應(yīng)用。
雷達(dá)目標(biāo)散射機(jī)理與分析方法 目錄
目錄
前言
第1章 電磁散射機(jī)理的理論基礎(chǔ) 1
1.1 規(guī)則目標(biāo)散射的解析解1
1.1.1 無限長導(dǎo)體圓柱 1
1.1.2 導(dǎo)體球 5
1.1.3 半平面導(dǎo)體 9
1.1.4 介質(zhì)球 13
1.2 典型幾何體的高頻近似解 21
1.2.1 導(dǎo)體矩形平面的反射場(chǎng) 21
1.2.2 導(dǎo)體圓盤面的反射場(chǎng) 23
1.2.3 任意多邊形導(dǎo)體平面的反射場(chǎng) 25
1.2.4 有限長導(dǎo)體圓柱側(cè)面的反射場(chǎng) 26
1.2.5 導(dǎo)體圓錐側(cè)面的反射場(chǎng) 29
1.2.6 截頭錐側(cè)面的反射場(chǎng) 32
參考文獻(xiàn) 33
附錄 34
第2章 電磁散射機(jī)理及其分析方法 35
2.1 典型幾何結(jié)構(gòu)的散射機(jī)理 35
2.1.1 平面反射 36
2.1.2 單曲面反射 36
2.1.3 雙曲面反射 37
2.1.4 直棱邊繞射 38
2.1.5 曲棱邊繞射 40
2.1.6 尖頂繞射 43
2.1.7 爬行波散射 45
2.1.8 二次反射 49
2.1.9 矩形腔體的多次反射 53
2.1.10 行波散射 56
2.1.11 介質(zhì)體散射 57
2.2 基于射線理論分析方法.60
2.3 基于電磁流的分析方法 64
參考文獻(xiàn) 67
附錄 68
第3章 目標(biāo)電磁散射特性 70
3.1 典型目標(biāo)的雷達(dá)散射截面 70
3.2 散射特性 74
3.2.1 頻率特性 74
3.2.2 方位特性 76
3.2.3 極化特性 81
3.3 角閃爍噪聲 83
3.4 角閃爍的計(jì)算方法 84
3.4.1 坡印亭矢量法 85
3.4.2 相位梯度法 86
3.4.3 角閃爍與散射中心的關(guān)系 86
參考文獻(xiàn) 90
第4章 散射中心 91
4.1 散射中心的概念 91
4.2 散射中心的屬性 92
4.3 散射中心的模型 95
4.3.1 金屬目標(biāo)的散射中心模型 95
4.3.2 介質(zhì)目標(biāo)的散射中心模型 97
4.4 散射中心的類型 99
4.4.1 局部型散射中心 99
4.4.2 分布型散射中心 100
4.4.3 滑動(dòng)型散射中心 101
4.5 散射中心的分析方法 102
4.5.1 機(jī)理分析法 103
4.5.2 數(shù)值分析法 108
4.6 散射中心的圖像特征 113
4.6.1 時(shí)頻像 113
4.6.2 一維距離像歷程圖 121
4.6.3 二維ISAR 圖像 122
參考文獻(xiàn) 125
第5章 散射中心在雷達(dá)技術(shù)中的應(yīng)用 128
5.1 目標(biāo)幾何結(jié)構(gòu)重構(gòu) 128
5.1.1 散射中心時(shí)頻像特征與幾何結(jié)構(gòu)的關(guān)聯(lián) 128
5.1.2 利用散射中心模型實(shí)現(xiàn)目標(biāo)幾何重構(gòu) 131
5.2 脫靶量測(cè)量 136
5.2.1 脫靶量估計(jì)基本原理 136
5.2.2 彈頭類目標(biāo)散射中心 138
5.2.3 基于彈頭目標(biāo)體散射中心模型的脫靶量估計(jì)方法 143
5.3 雷達(dá)測(cè)角 146
5.3.1 單脈沖測(cè)角原理 147
5.3.2 不同類型單散射中心的測(cè)角結(jié)果分析 151
5.3.3 不同類型多散射中心的測(cè)角結(jié)果分析 153
5.4 半實(shí)物射頻仿真 156
5.4.1 三元組幅度重心公式 156
5.4.2 三元組輻射合成場(chǎng)的等效性描述 161
5.4.3 基于散射中心參數(shù)的三元組輻射合成場(chǎng)仿真 163
參考文獻(xiàn) 166
前言
第1章 電磁散射機(jī)理的理論基礎(chǔ) 1
1.1 規(guī)則目標(biāo)散射的解析解1
1.1.1 無限長導(dǎo)體圓柱 1
1.1.2 導(dǎo)體球 5
1.1.3 半平面導(dǎo)體 9
1.1.4 介質(zhì)球 13
1.2 典型幾何體的高頻近似解 21
1.2.1 導(dǎo)體矩形平面的反射場(chǎng) 21
1.2.2 導(dǎo)體圓盤面的反射場(chǎng) 23
1.2.3 任意多邊形導(dǎo)體平面的反射場(chǎng) 25
1.2.4 有限長導(dǎo)體圓柱側(cè)面的反射場(chǎng) 26
1.2.5 導(dǎo)體圓錐側(cè)面的反射場(chǎng) 29
1.2.6 截頭錐側(cè)面的反射場(chǎng) 32
參考文獻(xiàn) 33
附錄 34
第2章 電磁散射機(jī)理及其分析方法 35
2.1 典型幾何結(jié)構(gòu)的散射機(jī)理 35
2.1.1 平面反射 36
2.1.2 單曲面反射 36
2.1.3 雙曲面反射 37
2.1.4 直棱邊繞射 38
2.1.5 曲棱邊繞射 40
2.1.6 尖頂繞射 43
2.1.7 爬行波散射 45
2.1.8 二次反射 49
2.1.9 矩形腔體的多次反射 53
2.1.10 行波散射 56
2.1.11 介質(zhì)體散射 57
2.2 基于射線理論分析方法.60
2.3 基于電磁流的分析方法 64
參考文獻(xiàn) 67
附錄 68
第3章 目標(biāo)電磁散射特性 70
3.1 典型目標(biāo)的雷達(dá)散射截面 70
3.2 散射特性 74
3.2.1 頻率特性 74
3.2.2 方位特性 76
3.2.3 極化特性 81
3.3 角閃爍噪聲 83
3.4 角閃爍的計(jì)算方法 84
3.4.1 坡印亭矢量法 85
3.4.2 相位梯度法 86
3.4.3 角閃爍與散射中心的關(guān)系 86
參考文獻(xiàn) 90
第4章 散射中心 91
4.1 散射中心的概念 91
4.2 散射中心的屬性 92
4.3 散射中心的模型 95
4.3.1 金屬目標(biāo)的散射中心模型 95
4.3.2 介質(zhì)目標(biāo)的散射中心模型 97
4.4 散射中心的類型 99
4.4.1 局部型散射中心 99
4.4.2 分布型散射中心 100
4.4.3 滑動(dòng)型散射中心 101
4.5 散射中心的分析方法 102
4.5.1 機(jī)理分析法 103
4.5.2 數(shù)值分析法 108
4.6 散射中心的圖像特征 113
4.6.1 時(shí)頻像 113
4.6.2 一維距離像歷程圖 121
4.6.3 二維ISAR 圖像 122
參考文獻(xiàn) 125
第5章 散射中心在雷達(dá)技術(shù)中的應(yīng)用 128
5.1 目標(biāo)幾何結(jié)構(gòu)重構(gòu) 128
5.1.1 散射中心時(shí)頻像特征與幾何結(jié)構(gòu)的關(guān)聯(lián) 128
5.1.2 利用散射中心模型實(shí)現(xiàn)目標(biāo)幾何重構(gòu) 131
5.2 脫靶量測(cè)量 136
5.2.1 脫靶量估計(jì)基本原理 136
5.2.2 彈頭類目標(biāo)散射中心 138
5.2.3 基于彈頭目標(biāo)體散射中心模型的脫靶量估計(jì)方法 143
5.3 雷達(dá)測(cè)角 146
5.3.1 單脈沖測(cè)角原理 147
5.3.2 不同類型單散射中心的測(cè)角結(jié)果分析 151
5.3.3 不同類型多散射中心的測(cè)角結(jié)果分析 153
5.4 半實(shí)物射頻仿真 156
5.4.1 三元組幅度重心公式 156
5.4.2 三元組輻射合成場(chǎng)的等效性描述 161
5.4.3 基于散射中心參數(shù)的三元組輻射合成場(chǎng)仿真 163
參考文獻(xiàn) 166
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雷達(dá)目標(biāo)散射機(jī)理與分析方法 節(jié)選
第1章電磁散射機(jī)理的理論基礎(chǔ) 麥克斯韋方程組是分析電磁散射問題的基本理論。如果電磁散射問題關(guān)心的區(qū)域及其邊界條件確定，而且區(qū)域內(nèi)的本構(gòu)關(guān)系明確，則根據(jù)唯一性定理，此問題的解就能唯一確定了。隨著計(jì)算機(jī)和電磁計(jì)算的發(fā)展，我們不僅知道此問題有唯一解，而且還能具體給出數(shù)值解。 但是，這個(gè)數(shù)值解只是一個(gè)龐大的數(shù)據(jù)集，沒有太多物理意義。因此，僅僅給出數(shù)值解是不夠的，還需要展開電磁散射機(jī)理性研究，即提煉出目標(biāo)散射的主要成分，丟掉次要部分，給出簡潔、明了的散射機(jī)理性闡釋。這種電磁散射機(jī)理是存在的，是有現(xiàn)實(shí)和理論基礎(chǔ)的。一些典型規(guī)則目標(biāo)的解析近似解清晰地展示了主要散射貢獻(xiàn)及其散射機(jī)理。 本章將展示一些規(guī)則目標(biāo)的解析解，以及典型結(jié)構(gòu)的近似解，分析其中所蘊(yùn)含的散射中心概念及其機(jī)理性闡釋，為后續(xù)目標(biāo)的散射特性分析以及多散射中心等效模型分析奠定理論基礎(chǔ)。 1.1規(guī)則目標(biāo)散射的解析解 本節(jié)給出四類規(guī)則目標(biāo)的解析解，具體包括：無限長導(dǎo)體圓柱、導(dǎo)體球、半平面導(dǎo)體、介質(zhì)球，通過這些解析解分析散射的主要貢獻(xiàn)以及其散射機(jī)理。 1.1.1無限長導(dǎo)體圓柱 無限長導(dǎo)體圓柱散射問題可以表述為：在一個(gè)確定的電磁波入射下，確定沿某一方向無限長（假設(shè)為z方向）導(dǎo)體圓柱的散射。這里考慮入射波為TM（trans verse magnetic）極化平面波入射情形。任何一個(gè)方向的電場(chǎng)都可以分解成平行于z方向和垂直于z方向的兩個(gè)分量，這兩個(gè)方向通常稱為TM和TE（transverseelectric）極化方向。根據(jù)疊加原理，TM和TE極化分量可以單獨(dú)求解，然后再疊加而成。這里僅給出TM極化的散射分析，TE極化的分析可以仿照進(jìn)行。TM極化分量的解已足以進(jìn)行散射場(chǎng)的成分分析。 導(dǎo)體圓柱的TM極化散射問題，如圖1.1.1所示。入射場(chǎng)的形式見（1.1.1）式。導(dǎo)體柱以及其他規(guī)則目標(biāo)散射的求解思路相同，首先依據(jù)目標(biāo)幾何形狀選定坐標(biāo)系，以使目標(biāo)邊界可用一個(gè)坐標(biāo)變量描述，然后將描述電磁規(guī)律的矢量亥姆霍茲方程在選定坐標(biāo)系下轉(zhuǎn)化為標(biāo)量的亥姆霍茲方程，求解出該標(biāo)量的亥姆霍茲方程的本征函數(shù)。本征函數(shù)通常又稱為波函數(shù)，一般是完備的，即可用波函數(shù)的線性組合表述任一種場(chǎng)分布。這樣，目標(biāo)的散射問題就轉(zhuǎn)化成電磁波在目標(biāo)邊界的不連續(xù)問題。可采用模匹配方法，通過邊界條件唯一地確定出波函數(shù)的線性組合形式。導(dǎo)體圓柱散射場(chǎng)的具體求解過程，可參考文獻(xiàn)[1]，這里不再贅述。遠(yuǎn)場(chǎng)條件下，導(dǎo)體圓柱的TM極化散射的解見（1.1.2）式。 （1.1.1） 其中，E0為振幅；k為波數(shù)；的定義如圖1.1.2所示）。 圖1.1.1導(dǎo)體圓柱的TM極化散射 圖1.1.2導(dǎo)體圓柱陰影區(qū)散射示意圖 在遠(yuǎn)場(chǎng)條件下（即kρ.1），導(dǎo)體圓柱的散射場(chǎng)可表示為 （1.1.2） 其中，為散射場(chǎng)；為**類貝塞爾（Bessel）函數(shù)；為第二類漢克爾（Hankel）函數(shù)；a為圓柱半徑。 上述解的形式是一種收斂較慢的級(jí)數(shù)求和形式。通過沃森變換（Waston transformation），可轉(zhuǎn)化成收斂極快的級(jí)數(shù)求和，具體過程見文獻(xiàn)[2]。轉(zhuǎn)化后的導(dǎo)體圓柱的解包含兩種形式，即陰影區(qū)散射場(chǎng)解形式和照明區(qū)散射場(chǎng)解形式。導(dǎo)體圓柱陰影區(qū)散射示意圖如圖1.1.2所示。P為場(chǎng)點(diǎn)位置（觀測(cè)點(diǎn)位置）。 在陰影區(qū)，即區(qū)域內(nèi)，導(dǎo)體圓柱的散射場(chǎng)解可表示為 （1.1.3） 式中，為方程H（2）的根。在整個(gè)復(fù)平面內(nèi)的分布如圖1.1.3所示。 圖1.1.3νn在整個(gè)復(fù)平面內(nèi)的分布 令νn=βn+jαn，則（1.1.3）式中的指數(shù)表示部分可表示為 （1.1.4） 在第四象限，的根對(duì)應(yīng)的電磁波具有明確的物理意義。在第四象限，有大的負(fù)虛部，故在內(nèi)，級(jí)數(shù)求和收斂極快，只需很少幾項(xiàng)就可得足夠精確的結(jié)果。下面取，代入（1.1.3）式可得 （1.1.5-1） 上式可進(jìn)一步簡化表示為 （1.1.5-2） 其中，C1表示（1.1.5-1）式的幅度項(xiàng)；。的含義見圖1.1.2。l為散射線切點(diǎn)T到觀察點(diǎn)P的距離，l1和l2分別為上、下入射線切點(diǎn)與散射線切點(diǎn)間的弧長。 由（1.1.5-2）式，可以引出一個(gè)重要的概念，即陰影區(qū)的爬行波。爬行波，即入射波到達(dá)柱面掠射點(diǎn)后，在陰影區(qū)的柱面上繼續(xù)爬行到達(dá)切點(diǎn)，然后再散射出去的電磁波。 同樣利用Waston變換，但用不同的被積形式和積分路徑，可得出照明區(qū)的電場(chǎng)表達(dá)式為（1.1.6）其中，**項(xiàng)為入射波；第二項(xiàng)電磁波相位項(xiàng)對(duì)應(yīng)的射線路程為，該路徑包括兩部分：ρ為P點(diǎn)斜距，反射射線與P點(diǎn)斜距的差為。因此第二項(xiàng)電磁波傳播路徑與曲面反射射線相對(duì)應(yīng)，說明第二項(xiàng)散射成分主要由曲面反射場(chǎng)所貢獻(xiàn)，如圖1.1.4所示。 由陰影區(qū)和照明區(qū)的散射場(chǎng)解析表達(dá)式可知，導(dǎo)體圓柱的散射主要包含兩種機(jī)理：曲面反射和爬行波。導(dǎo)體圓柱的散射場(chǎng)由這兩個(gè)機(jī)理的散射貢獻(xiàn)所形成，這兩個(gè)散射成分可以通過解析公式來表示，具有明確的物理意義。 散射場(chǎng)所包含的這些獨(dú)立成分可由等效的散射源來描述，這些等效散射源稱為散射中心。目標(biāo)的散射場(chǎng)可近似由有限個(gè)散射中心的散射場(chǎng)疊加來表示。對(duì)散射場(chǎng)中獨(dú)立散射成分的解析分析是目標(biāo)散射中心數(shù)學(xué)建模的理論依據(jù)。 由導(dǎo)體圓柱的散射機(jī)理可知，陰影區(qū)的散射場(chǎng)可由兩個(gè)爬行波等效的散射中心描述；照明區(qū)散射場(chǎng)可由一個(gè)反射波等效的散射中心描述。爬行波散射中心的幅度形式復(fù)雜，然而反射波散射中心幅度表示很明了：幅度大小與成正比，幅度的方向（雙站）函數(shù)為。反射波對(duì)應(yīng)的散射中心位于反射點(diǎn)處，而爬行波的出射射線來源于表面切點(diǎn)處，但由于出射之前爬行波在表面爬行了一段距離，所以從雷達(dá)的測(cè)距定位的角度而言，該散射源并非位于切點(diǎn)處，而是位于切點(diǎn)延長線上距離為爬行長度的點(diǎn)處，該點(diǎn)不在目標(biāo)本體上。通常為了便于雷達(dá)回波仿真，將該點(diǎn)作為爬行波散射中心的等效位置。反射波和爬行波散射中心的位置，如圖1.1.5所示。 圖1.1.5圓柱表面反射波與爬行波對(duì)應(yīng)散射中心的位置示意圖 1.1.2導(dǎo)體球 導(dǎo)體球解析求解與二維導(dǎo)體圓柱散射一樣，首先建立易于表述球邊界的球坐標(biāo)系，然后構(gòu)造球坐標(biāo)系下齊次矢量亥姆霍茲方程的本征函數(shù)系。比構(gòu)造柱坐標(biāo)系下本征函數(shù)系困難的是，球坐標(biāo)系下電場(chǎng)或磁場(chǎng)的任一分量都不滿足標(biāo)量亥姆霍茲方程。只能通過兩個(gè)輔助的標(biāo)量勢(shì)函數(shù)和（通常稱為德拜（Debye）勢(shì)），將電磁場(chǎng)分量由Debye勢(shì)表達(dá)，Debye勢(shì)的變形和滿足標(biāo)量亥姆霍茲方程。求解獲得勢(shì)函數(shù)的本征函數(shù)系后，再使用模匹配法以及邊界條件確定唯一的波函數(shù)線性組合形式。具體求解過程見文獻(xiàn)[3]，這里不再贅述。 在遠(yuǎn)場(chǎng)條件下，導(dǎo)體球散射場(chǎng)可表示為 （1.1.7-1） （1.1.7-2） 其中，為勒讓德（Legendre）函數(shù)。系數(shù)，表示如下： 利用Waston變換，以及復(fù)雜的積分變換[4]，可以得到導(dǎo)體球后向散射（θ=0）的簡化表示： （1.1.8） （1.1.9） （1.1.10） （1.1.11）
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