我要投搞

标签云

收藏小站

爱尚经典语录、名言、句子、散文、日志、唯美图片

当前位置:满堂彩 > 后向散射截面 >

雷达散射截面计算方法综述

归档日期:07-11       文本归类:后向散射截面      文章编辑:爱尚语录

  雷达散射截面计算方法综述飞机工程2007 (一航一飞院,西安)TheSummaryofRadarCrossSectionCalculatingMethods ZHANGJian 摘要:对目标雷达散射截面(RCS)计算方法进行了总结,指出了各种方法的适用范 围.以具有复杂外形特 征的军用战斗机为例,用物理光学法进行了全机的 RCS 计算,验证了该方法在飞 机设计中的实用性. 关键词:隐身技术;雷达散射截面;电磁场计算;几何光学法;物理光学法 现代高技术作战环境促进了探测系统的迅速 发展,隐身已成为现代战争中最重要,最有效的技 术手段.由于当前用于发现及跟踪目标的主要手 段仍然是雷达,因此隐身技术研究以雷达为主,兼 顾红外,声和光等方面.为了实现雷达隐身,现代 先进飞行器设计过程中,往往需要对复杂外形目 标的RCS 特性进行计算,分析和识别,同时针对 强散射源采取必要的措施. 定量描述目标雷达特征的参量是雷达散射截 面,其理论定义如下_1]: 丌limR一IEI 一IHI 分别表示入射雷达波在目标处的电场和磁场强度;E,H 分别表示目标散射波在雷 达天线处的电场和磁场强度;R 线之间的距离.雷达隐身技术的主要研究内容之一就是获得 目标的RCS 特性并对之进行控制,由于目标的 RCS 随入射雷达波的频率变化呈现截然不同的特 点,因此对应不同频率的雷达波有不同的RCS 各种不同的RCS计算方法及其适 用范围 根据RCS 的定义,由于入射场是已知的,RCS 计算实际上就是要计算出目标对给定入射波所产 收稿日期:2007—04—23 生的散射场,为了获得散射场,需要求解电磁场的 麦克斯韦方程: 云一一dt 分别为电通密度,电场强度,磁通密度,磁场强度,电流密度和电荷密度. 麦克斯韦方程描述了电场和磁场的相互作用 以及场与源的关系.但一般情况下几乎无法得到 麦克斯韦方程的准确解析解,通常只能对其进行 定程度的简化,在某些特定条件下求解,由此形成了在一定前提条件下适用于特定问题的RCS 计算方法,其中包括严格的经典解法,积分方程的 矩量解法和各种高频近似解法(包括几何光学法, 物理光学法,几何绕射法,物理绕射法等). 1.1 经典解法 经典解法从电磁场波动方程出发,根据散射 体的边界条件求得场的严格级数解.其缺陷是只 有当散射体的几何形状与某一可分离的坐标面相 吻合因而有严格级数解可以利用时,波动方程才 能求解. 根据电磁理论,由无源区域时谐波的麦克斯 2007 期张健:雷达散射截面计算方法综述17韦方程可以导出电磁场的波动方程: F+kF 代表电场或磁场.方程2 是一个偏微分方程,由于必须找到一 个与物体表面相吻合的坐标系才能严格求解,因 而这种方法仅限于对简单物体进行求解,然而遗 憾的是,在实际中能满足与物体表面相吻合这一 条件的坐标系并不多.研究表明,如果电磁场满 足下述变量可分离条件,方程就可以求解. 设矢量场F 的三个直角坐标分量都满足波动 方程,如以代表一个矢量的分量,则V 是如下波 动方程的解: 假设可以表示成三个函数的乘积:(Ul,U2,U3)一Vl(U1)2(U2)3(U3)(4) 能够用这种分离变量法求解波动方程的坐标 系包括常用的直角,圆柱,球,椭圆柱,抛物柱面, 圆锥,旋转抛物面,扁旋转椭球,长旋转椭球,抛物 面和椭球坐标系共l1 种坐标系. 以理想的导电球体为例,用经典法求得的后 向散射的RCS 一一蒜器;:()一()+jy(z);(z)和Jy()分另0 第一类和第二类球贝塞尔函数.1.2 积分方程解法 斯特拉顿和朱兰成将矢量格林定理与麦克斯 韦方程相结合得出了电磁场积分方程,它用表面 电磁流源描述散射场,表面电场和磁场被分解为 切向和法向分量,而总的电场和磁场表示成人射 场与散射场之和: rE 一一一IH (?H)]ds式中:和是自由空间的格林函数及其梯度, 是表面S 上的单位外法线矢量. 当讨论电介质,磁体等非良导体时,必须同时 考虑电流,磁流及电荷,磁荷.如果仅限于理想导 体,积分方程变为: 一一(H)Cds一JCds(6) JsJ (5),(6)式即为电磁场积分方程,对其应用理想导体边界条件,即表面切向电场和法向磁场为 零,就可以得到能够求解的表达式.通常在该过 程中需要求解表面电流密度,其步骤是先用一组 带有未知数的基本函数来表示未知电流,然后规 定加权函数,再规定相互作用的矩阵元素,之后对 矩阵求逆,最后对给定入射方向和极化方向计算 表面电流密度.得到表面电流密度后,通过上式 即可求解散射场. 与经典解法相比,由于积分方程公式本身是 严格的,因此积分方程解法原则上适用于任意电 磁激励的任意几何形状,但实际中求解精度往往 取决于数值过程的细致程度:积分方程方法对每 个入射角都要先求解表面电流密度,将整个表面分成小面元的关键是假设在每个小面元上电流 相位是常数,由于空间各点的实际相位随距离而 变化,若要求每一小面元上相位为常数,则每个波 长上必须有5~1O 个采样值,由于未知量数目与 表面元数目的平方成正比,因此对电大尺寸的目 标未知量的数目会急剧增加,所以该方法仅适于 求解低频区或谐振区的散射. 1.3 各种高频近似方法 当目标的尺寸远远大于入射波波长时,局部 强散射区对目标的RCS 具有决定性作用.由于 基于高频假设的近似技术具有求解方便,精度适 中的特点,因此各种高频近似方法得到普遍发展 和应用. (1)几何光学法 几何光学法是一种高频近似方法,它根据几 何光学基本原理,即高频电磁波的能量沿着细长 的射线管传播,因而运用射线追踪的方法可以方 便地求解场强,从而避免了繁杂的场积分运算. 假定(r)表示一个高频标量场,r 为场点坐 18 飞机工程2007 和分别为真空中的波速和波长. 可以得出高频场的几何光学近似解: (r)l0(r1)lexp[-jk0(r1)] 翻exp(jkons) 的路程.对于双重弯曲物体的雷达截面,假设反射点处的曲率半径分别为p 和p,则单站后向散射的RCS 一llD2可以看出,几何光学法存在几个严重的缺陷: 当反射点处的曲率半径无限大时,会出现一个无 限大的结果;几何光学法应用的前提是散射体表 面光滑连续,因此对边缘,拐角,尖端等表面不连 续的表面不适用;几何光学法也不适用于焦散区 (2)几何绕射法克勒尔等人在经典几何光学法的基础上,引 入一种新的射线来描述绕射问题,它的目的是消 除几何光学射线边界上场的不连续性,并在这些 边界之间的区域中,尤其是在几何光学法预计的 零场区,引入适当的场来修正几何光学法结果. 根据上述假设,绕射场一般可表示为: (s)一E(O)?DA(s)exp(jks.) 式中:(s)为观察点处的绕射场强矢量,S 绕射射线从绕射单元到远场观察点的距离;E(0)是绕射点处的入射波场强矢量;D 数;A(s)是绕射场的扩散因子.为计算劈边缘阴影边界和反射边界过渡区的 场,引入一致性几何绕射法.根据绕射点及其几 何形状的不同,绕射射线的特征也不同,几种典型 情形如图1 所示. (8)边缘(垂直入射)(b)边缘(斜入射)(c)尖点 (d)多次散射(e)曲面(f)边界(g)焦散面 几伺绕射法所关注的一些散射情况但几何绕射法和一致性绕射理论都不能计算虚构的,但它克服了焦散问题,在绕射 理论不能解 焦散区的场,因为该处有无数条射线会聚,导致绕决的方向上得到了正确的结果. 射场发散.利用等效电磁流法则可以解决上述问(3)物理光学法 题,其基本方法是假设在环绕表面奇异性的各点物理光学法的出发点也是斯特拉 处存在线电流和线磁流,并以远场辐射积分的形射场积分方程,但矩量法求解表面感应电流时计 式对它们求和来表示绕射场.尽管等效电磁流是入了各部分感应电流相互之间的 影响,而物理光 2007 期张健:雷达散射截面计算方法综述学法则根据高频场的局部性原理,完全忽略了这 种相互影响,而仅根据入射场独立地近似确定表 面感应电流.通过对感应场的近似积分而求得散 射场,这就克服了平表面和单弯曲表面RCS 出现 无限大的问题.满足远场条件的物理光学积分表 达式为..]: 一一j2kZoHoIs[s(H)-]exp[kr?(i—S)]dS 一一j2kH.ls(H)exp[kr?(i—S)-]dS 是指向散射方向的单位矢量,r是从局部 源到表面单元dS 的位置矢量,一exp(jkR)/ (4zrR)是远场格林函数,H.为磁场强度.积分表 面s1 仅是物体的照明部分,即物理光学已假设在 物体的阴影部分切向场严格地等于零. 在高频区计算复杂目标的散射场时,必须计 算很多不同部件的散射场,然后在平方之前相干 叠加以便得到部件的散射功率.将RCS 重新定 义为如下复数量: 式中:表示接收天线电极化方向的单位矢量.根据以上各式,便可以得到RCS 平方根的物 理光学表达式: 一一l?(Ph)exp[jkr(i—s)-]dS 上式实际上只有在少数情况下才能严格求解,其中包括平板,圆柱和轴向入射的球冠等. 矩形平板是常见的散射体,对于矩形平板(边 的平板)的单站散射,物理光学法导出的后向RCS 表达式为: ].L0I11v0Jrsin(.]z_ kbsin0sin9) 为人射角;为人射平面与a边之间的夹角. 可以看出,矩形平板的物理光学结果,是由若 干个幅度逐渐衰减的波瓣组成的,在O.方向最强, 随着入射方位角的增加,副瓣依次降低.假设雷 达波入射平面与矩形平板之间的夹角为0.,边长 满足高频条件a 一10.5A,当入射方位离开主瓣位 置足够远,如一30.时,回波副瓣的RCS 幅值大约 只有主瓣的0.00069 倍.计算和试验数据对比表 明,当入射方位角大于4O.以后,物理光学法计算 结果与实验结果相差越来越大. 虽然任意形状的散射体表面都可以用很多小 的四边形平板来近似,但以四边形板作单元划分 任意曲线时并不很方便,一个更基本的单元是三 角形平板,因为任何大的光滑表面都可以用无限 多的三角形平板来逼近.以任意底边长为b,高为 的等腰三角形为例,物理光学后向散射雷达散射截面为: 一cos sin(2)]+(O.25sin(P)E(2a/b)cosgsin/?n~sin2a]2. Acos+]L£士J由于任意一个三角形都可以借助其外接圆通 过等腰三角形的布尔运算得出,所以如果得到了 等腰三角形的RCS,就可以算出任意三角形的 RCS.由于三角形单元的适应性好,理论上任何 复杂目标的外形都可以用无限多的小三角形单元 来划分,因此通过三角形单元的RCS 矢量相加就 可以得到飞机等复杂外形目标的RCS. (4)物理绕射法 物理光学法在入射波不能照到的阴影面会得 到错误解,它同样也不能处理物体表面的不连续 性,这类问题必须依赖物理绕射法来进行分析. 物理绕射法和几何绕射法一样,也是依靠尖劈散 射等典型结构的严格解来确定其绕射系数的.物 理绕射法把散射场表示为表面的物理光学贡献和 边缘的绕射贡献之和,并利用二维尖劈问题的严 格解来提取边缘贡献.由于几何光学法和物理光 学法都依赖于二维尖劈的严格解,它们都只能用 于克勒尔锥的散射方向.为了将物理绕射法推广 到克勒尔锥外的任意方向,通常采用增量长度绕 射系数的方法. 1.4 适用范围 综上所述,RCS 的经典解法求解简便,但只适 20 飞机工程2007 用于极少数简单的几何外形;积分方程解法精确,但只适用于低频小目标;几何光学法配合几何绕 射法可用于高频场的计算,缺点是不适用于目标 反射点处曲率半径无限大的情况;物理光学法弥 补了几何光学法的主要缺陷,与物理绕射法配合, 在高频区对大多数复杂外形的目标都能获得比较 满意的结果,而且该方法易于编程,因此成为目前 最流行的算法,广泛用于飞行器隐身设计实践. 除了上述的镜面反射和边缘绕射典型的散射 源外,表面行波,爬行波等也会对目标的RCS 生贡献,对RCS较大的目标来说,这些次散射源 的贡献可以忽略,但对RCS 较小的目标,如隐身 飞机或导弹,就必须考虑这些因素,但由于机理更 为复杂,其计算方法还在进一步探索中. 以飞机为例,其上的典型强散射源主要有各种腔体,角反射体,平板,边缘及突起等,但腔体, 角反射体和平板散射占据主要地位.当对腔体如 进气道采取措施(如在唇口加装金属格栅)后,基 本上就能满足物理光学法的计算条件.这里对一 架军用飞机的RCS 进行了分析计算,结果见图2. 飞机的RCS随方位角变化曲线 一)男,陕西蒲城人,一航一飞院环控救生设计 研究所高级工程师.毕业于南京航空学院,主要从事飞机 环境控制系统设计工作. 地址:西安市72 信箱3l1 分箱 邮编:710089 计算中对飞机座舱玻璃和雷达罩等介质表面 进行了金属化处理,并对进气道进行了简化处理. 通过与试验结果对比,发现尽管没有考虑各种次 散射源的贡献,但计算结果与试验结果很接近,验 证了该方法的实用性. 结束语近年来,以物理光学法为代表的各种RCS 算方法在国外发展很快,研究成果已广泛应用于隐身飞行器设计.但同时还有很多问题未获得圆 满解决,例如包含介质材料和吸波材料目标的 RCS 计算,表面行波,爬行波,雷达天线和表面缝 隙散射等.此外,雷达波的双站特性,频率特性, 极化特性,相位特性和角闪烁特性等也是研究的 重点. 参考文献 E13EF 克拉特等着.雷达散射截面预估,测量和减缩.电 子工业出版社,1988 E23GeorgeTR,DonaldEB,WilliamDSeta1.Radar CrossSectionHandbook.PlenumPress,1970 E33 阮颖铮等.雷达截面与隐身技术.国防工业出版社, 2000 E43 张考,马东立编着.军用飞机生存力与隐身设计.国 防工业再版社,2002 作者简介- 张健(1970-)男,陕西西安人,一航一飞院总体气动设计研究所高级工程师,一飞院在读博士.主要研究方向:飞机气动布局设计,隐身技术,飞机总体多学科优化设计. 通讯地址:西安市72 信箱301 分箱邮政编码:710089 联系电线 电子邮箱电线 一)男,陕西合阳人,一航一飞院环控救生设计 研究所助理工程师.毕业于北京航空航天大学,主要从事 飞机环境控制系统设计工作. 地址:西安市72 信箱311 分箱 邮编:710089 电线

本文链接:http://goldsfida.com/houxiangsanshejiemian/145.html