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经典雷达教材 第11章 雷达截面积03

归档日期:07-14       文本归类:后向散射截面      文章编辑:爱尚语录

  经典雷达教材 第11章 雷达截面积03_教育学_高等教育_教育专区。用式(11.21)作为式(11.2)中的 Vs / V0,再将式(11.2)代入式(11.3)即可。 图 11.27 楔形入射角与散射角几何关系 图 11.28 和图 11.29 示出截头锥体的

  用式(11.21)作为式(11.2)中的 Vs / V0,再将式(11.2)代入式(11.3)即可。 图 11.27 楔形入射角与散射角几何关系 图 11.28 和图 11.29 示出截头锥体的 RCS 测量值与 GTD 预估值的比较。 理论上可给出两 种极化方向图的大多数特征,但对三种不同的姿态角区域这一理论会失效。这些姿态是平截 后的两个端面所形成的平板表面的镜像(图中的 0?和 180?)和 80?斜边的镜像闪烁方向。失 效是由沿反射边界的绕射系数 Y 的奇异性,及由沿阴影边界的绕射系数 X 的类似的奇异性所 造成的,这可在前向散射中遇到。 图 11.28 截头锥体的 RCS,垂直极化(引自参考资料 38) ·416· 第 11 章 雷达截面积 图 11.29 截头锥体的 RCS,水平极化(引自参考资料 38) P. Ia. Ufimtsev 提出的物理绕射理论(PTD)克服了这些奇异性(尽管很难找到这些出版 [39][40]。 物, 这里为完整起见仍全部引用) 与 Keller 类似, Ufimtsev 也依赖二维楔形问题的 (精 确的)规范解,但是,他区分了“一致的”和“非一致的”表面感应电流。一致性电流是物 理光学理论中所假定的表面电流, 非一致电流则与边缘本身 (线电流) 有关。 二维问题的 PTD 结果能够表示成 TM 和 TE 极化的线性组合: e ik? e i? / 4 E s ? E0 f (11.24) 2?k? Hs ? H0g e ik? e i? / 4 2 ?k? (11.25) 式中,?是至远场观测点的距离;f 和 g 为 ? ( X ? Y ) ? ( X 1 ? Y1 ) ? f ? ? ( X ? Y ) ? ( X 1 ? Y1 ) ? ( X 2 ? Y2 ) ?( X ? Y ) ? ( X ? Y ) 2 2 ? ? ( X ? Y ) ? ( X 1 ? Y1 ) ? g ? ? ( X ? Y ) ? ( X 1 ? Y1 ) ? ( X 2 ? Y2 ) ?( X ? Y ) ? ( X ? Y ) 2 2 ? 0 ≤ f i ? 2ap ? ? ? ≤?i ≤p ? ≤? i ≤a 0 ≤ f i ? 2ap (11.26) ? ? ? ≤?i ≤p ? ≤?i ≤a (11.27) 下角带下标的系数称为物理光学绕射系数: X 1 ? ? tan?(? s ? ?i ) / 2? X 2 ? tan?(? s ? ?i ) / 2? Y1 ? ? tan?(? s ? ?i ) / 2? (11.28) (11.29) (11.30) (11.31) Y2 ? ? tan?? ? (? s ? ?i ) / 2? 第 11 章 雷达截面积 ·417· 由于物理光学绕射系数取决于是楔形的上表面还是下表面或者楔形的两个表面受入射 波的照射,绕射系数在式(11.26)和式(11.27)所划分的三段进行不同的组合。又由于表面 项减去物理光学系数受到明显的抑制,表面电流(当区别于边缘线电流时)的影响必须独立 考虑。在边界项本身已经算出后,可以通过几何光学理论或与它相反的物理光学理论方法求 出这些表面项。 GTD 和 PTD 两者都基于二维楔形问题的精确解, 问题中入射和散射方向都垂直于边缘。 当推广到斜入射情况时,观测方向必须沿着图 11.26 所示的 Keller 锥发生器方向。如果边缘 是直的且为有限长,如三维问题那样,式(11.3)给出其 RCS 的近似表示。如果边缘是曲线, 可以将它看成无穷个短线段连接在一起的集合,且可以通过对每个边缘单元产生的元绕射场 求积分来计算散射场。这是 Mitzner 引入的概念[41],且对边缘单元绕射的场求和意味着沿边 缘轮廓求积分。 (虽然 Mitzner 的大部分重要结果被发表在限制发行的中,但由于其 重要性我们仍把它作为参考资料。 ) 然而,Mitzner 研究了任意方向散射的场,而不只是沿 Keller 锥方向。为此目的,他提出 增量长度绕射系数的概念。他推广了 Ufimtsev 提供的例子,提出一组适用于任意入射和绕射 方向的绕射系数。正如所料,这些系数比式(11.22) 、式(11.23) 、式(11.28)~式(11.31) [30][42] 中 X 和 Y 的系数更复杂 。 Mitzner 将他的结果通过与入射平面平行和垂直的入射电场分量表示成平行和垂直于绕 射平面的绕射电场分量。由此,绕射系数可表示成三对独立的组合,即平行-平行、垂直-垂 直、平行-垂直(或垂直-平行) 。每一对中的一个是由于绕射边缘的总表面电流(包括假定的 边缘线电流)产生,另一个是由于一致物理光学电流产生。Mitzner 将每对中的一个减去另一 个,就单剩下线电流的贡献。 此结果和 Ufimtsev 表达式中非物理光学系数减去物理光学系数的形式相同, 因此 Mitzner 的散射场表达式只包含边缘线电流的贡献。于是,将这一理论用于散射物体时,非线的表面 感应电流的贡献必须单独考虑,正如 Ufimstev 的物理绕射理论一样。当入射和散射方向与边 缘垂直时垂直-平行项消失,于是 Mitzner 的绕射系数简化成 Ufimstev 绕射系数。 在对楔形上的感应场进行更严密的推算后, Michaeli 得到与 Mitzner 的总表面电流一样的 结果,从而证实了 Mitzner 以前的工作结果。但是,他并没有明确地消去物理光学表面电流 的贡献[43]。因此,同 Keller 的 X 和 Y 类似,Michaeli 的绕射系数在反射和阴影方向的渡越区 变成奇异的。Mitzner 后来研究了消除奇异点的问题,认为最好的办法是,沿楔形表面采用非 正交坐标系[44][45]。 虽然这些估算边缘单元散射场的方法可以用于光滑的无界边缘,但不能考虑拐角处的不 连续性,拐角处边缘突然转向其他方向。Sikta 等人提出了处理这一问题的方法 [46]。 当用高频近似方法估算复杂物体的散射场时,必须将物体看成表面的集合,且这些表面 具有相对简单的数学描述。可以将实际的表面用有方便而简单的数学描述的表面,如平板、 被截的球和被截的角锥扇形体等,来分段近似。运用以上所述的方法或者其他可利用的工具 求出每一段的贡献,再通过求和即可构成总的 RCS。重要的是,在对每一段所贡献的场强求 和的过程中以及对式(11.1)给出的总的 RCS 平方之前,自始至终都要带相位关系。这与以 下相参和形式是等价的。 ·418· 第 11 章 雷达截面积 2 ?? ? p ? pe i? p (11.32) 式中, ?p 是第 p 部分的 RCS; ?p 是考虑能量从雷达至散射体并返回的双程传播的相对相位角。 若所有的相位角都相等,就可得到非相参和: ? ? ?? p p (11.33) 当且仅当姿态角或者雷达瞬时频率扫描变化确实导致了均匀分布的相位角时, 非相参 RCS 才 有意义。只有在足够长的时间段上求平均 RCS,才能保证所有相位角等概率出现。 11.4 RCS 测量技术 从科学查询到产品技术指标的验证, 任何一项都可能都需要 RCS 测量。 尚没有有关仪器 和测量方法的正式标准,然而基于测量实践的非正式标准已经被认可好几十年。依据被测物 体的大小、所使用的频率以及其他测试要求,测量可用室内测试设备或在室外场地上进行。 由于人们很少只对物体的一个姿态角的 RCS 感兴趣, 所有的静态测试场都采用转盘或旋转装 置来改变目标姿态角。尽管测试目的常常决定了将要进行的测量方法,参考资料 47 和 48 全 面提供了常规 RCS 测量的指南。 一般要求 对 RCS 测量最重要的要求是测试物体被雷达波以可以接受的均匀振幅和相位所照射。 好 的实践要求入射波的振幅在目标的横向和纵向范围偏差不超过 0.5 dB, 且相位偏差小于 22.5?。 作为标准的测试过程,在某些测试场地进行测试前,实地探查入射场以验证入射波振幅的均 匀性是第一步。 相位要求是远场区准则的基础。 (11.34) R ? 2D 2 / ? 式中,R 是测试雷达与测试目标之间的距离;D 是目标在视线方向最大的横向尺寸。其他误 差来源固定时,满足远场要求所得到的数据通常具有 1 dB 或者更高的精度[49]。图 11.30 示出 对各种频率和目标尺寸的远场要求。 分配给测试雷达的误差应小于 0.5 dB,这要求仔细地设计和选择器件。系统灵敏度的飘 移在记录一幅 RCS 方向图的时间(有时接近一个小时)内不应超过这个值。系统的动态范围 至少是 40 dB,最好为 60 dB。这整个范围的线 dB 或更好。如果不是这样,应采取 步骤通过校验接收机传递函数(增益特性)来校正测量数据。 RCS 测量应通过替代法进行校准,即在测试条件下将被测目标用已知散射特性的物体替 代。给定已知(已测量或已校准)的接收机增益特性后,该方法给出一个常数,通过这一常 数即可将接收机输出指示变换成 RCS 的绝对值。常用的校准目标有金属球、正圆柱体、平板 和角反射器,这些物体的 RCS 可用 11.3 节给出的表达式进行计算。 因为残留的背景反射对想得到的目标回波信号有污染,故场地设计和测试工作应仔细, 使得污染最小。室内测试室的内壁必须覆盖高质量的雷达吸收材料,外场的地表面应平滑且 第 11 章 雷达截面积 ·419· 没有植被。目标支撑结构应专门进行低回波特性设计。 图 11.30 远场距离(引自参考资料 50) 不希望有的背景信号的影响如图 11.31 所示。因为背景信号和目标信号之间的相对相位 是未知的,所以显示了两条曲线。它们相当于理想的同相和反相情况。如果背景信号和回波 信号相等(两者之比为 0 dB)且两者同相,那么总的接收功率是任何一个的 4 倍,如图的左 上角显示的值(6 dB) 。如果是反相,则相互抵消为 零(图中左下角的值) 。该图表明,如果由背景信号 引起的误差小于 1 dB,则背景信号至少要比待测信 号低 20 dB。 已证实有三种不同的支撑结构在 RCS 测量中是 很有用的,它们是低密度塑料泡沫柱、吊绳和细的 金属塔架。来自塑料泡沫柱的回波是由两种机制产 生的,一种是相参的表面反射,另一种是组成泡沫 材料的成千上万个小单元的非相参体积贡献[51][52]。 泡沫柱应设计成它的表面与雷达的射线?(与频率有关) ,使表面反射减少到 最小。非相参体积回波是无法减小的,并且不受泡 沫柱取向的影响。适当的泡沫柱支撑材料的体积回 波在 10 GHz 时一般为-58 dBsm/ft3[53]。 由于通常有天花板提供支撑点,吊绳方法在室 内是最可行的,虽然有文献说这种方法也考虑用于 室外[54]。有三种结构可供选择,但每一种都需要定 图 11.31 测量误差作为相对 做的吊索或吊带来支撑目标。第一种是用一个天花 背景功率电平的函数 板支撑点和连到安装在地面上转盘的拉线 章 雷达截面积 旋转。第二种是用安装在天花板的转盘悬挂目标,以稍增加安装费用为代价但减少了拉线和 绳负荷。第三种是最昂贵的,使用一对随动转盘,一个在天花板上,另一个在地板上。 来自绳的回波信号与绳的长度和直径、相对于入射波的倾斜角以及介电常数有关。不管 绳的倾斜角是多少, 目标旋转一周时它与视线垂直将出现两次。这可以使 RCS 方向图中出现 尖峰,并往往被错误地认为来自目标,除非另外想办法区分。在瑞利区,绳的 RCS 与它的直 径的四次幂成正比(如图 11.5 所示) ,但对给定的拉伸强度,直径只与被支撑负载的平方根 成正比。因此,由于回波信号随所携带负载的平方增加,吊绳技术最适用于在低频段测量轻 物体。 细的金属目标支撑塔架最初在 1964 年提出[54],但这一概念直到 1976 年才用于实践。塔 架的结构简图如图 11.32 所示,它的电磁性能归结于其前边沿的尖锐程度和与雷达(在图的 左边)的倾斜角。已建成的塔台高 95 ft,通常用雷达吸收材料来抑制前后边沿的回波。 图 11.32 金属支撑塔架(针对从左边到达的入射波设计的,引自参考资料 55) 与绳和塑料泡沫柱相比,金属塔架的明显优点是它的优良的携带重物的能力。然而,由 于塔架的顶部很小,改变目标姿态角所必须的旋转机构必须插入目标内部。这常常使目标丧 失使用价值。这类塔架的大多数转台都是双轴的,具有方位-俯仰旋转设计。当方位旋转角后 倾(离开雷达)测量时,目标的部件可能扫过塔架顶部所形成的阴影,从而降低测量精度。 一种克服的方法是,倒置目标使转轴朝向雷达,而不是离开雷达。这要求转台安装在目标顶 部和底部。这种装置产生的无用的内部空腔必须被覆盖或屏蔽。 常常有必要进行缩比模型测量,这就需要应用缩比定律。由于非导体材料与良导体的缩 比规律不同,不可能使由导体和非导体构成的任意目标都满足所有的缩比要求。然而,大多 数需要缩比模型测试的目标主要是金属制品,通常可以认为理想导体缩比定律就足够了。 当对波长的平方进行归一化时,如果两个理想导体目标具有相同的形状、不同的尺寸, 但具有同样的波长数,则它们的 RCS 方向图将完全一样。例如,如果模型是全尺寸的十分之 第 11 章 雷达截面积 ·421· 一,应该以全尺寸波长的十分之一(全尺寸频率的十倍)进行测量。全尺寸目标的 RCS 可以 通过缩尺模型的 RCS 测量值乘以两频率之比的平方得到, 在这个例子中, 因子是 102 或 20 dB。 室外测试场 当被测目标太大且不能在室内测试时,就需要用室外测试场。远场准则通常要求至目标 的距离是几千英尺(如图 11.30 所示) 。由于地面上典型目标的高度至多几十英尺,至目标的 俯仰角同雷达所看到的一样,至多 1?,通常更小。在这样低的入射余角,地面会受到天线的 强烈照射,除非地面弹跳能受到抑制,目标将受到多路径场的照射。因此,在室外测试场的 设计中必须作出一项决定:是否要利用地面弹跳,或者是否要消除它。通常,利用比消除要 容易些。 利用多路径效应的测试场可以铺沥青来改善地面反射,虽然许多测试场都是在自然土壤 上工作的。铺设场地能日复一日地保证地面特性的均匀性,并且可用到较高的频率上。嵌在 沥青中的导体屏可以改善反射。铺设场地也能减少地面的维护,例如定期去除杂草,平整不 稳定的土壤上被风刮出的凹槽。 入射角以及沥青和自然土壤的电介质特性使电压反射系数的相位只与 180?差几度。对这 种情况,常常能够选择目标和天线高度的组合,使地面反射到达目标的波与天线的直达波同 相。间接路径应比直接路径长半个波长,由此可得到用于选择天线和目标高度的如下规则: (11.35) ha ht ? ?R / 4 式中,ha 和 ht 分别是天线高度和目标高度,R 是到目标的距离。 因为绝大多数测试场都在与雷达系统有关的几个固定位置安装有转台或目标塔架,距离 R 常被限制在几个预置值。目标的安装高度为 ht,使它与地面的杂散相互作用最小,但又低 得使目标支撑结构的尺寸和复杂性最小。因此,天线高度 ha 最容易控制和调整,最便于用来 优化垂直多路径干涉方向图中第一波瓣的位置。这很容易通过在载体上安装雷达天线,使该 载体能沿着建筑物或支撑塔架的一边升降来实现。 理想地面提供一个比自由空间的同样测量条件多 12 dB 的理论灵敏度增大值。然而,主 要是由于天线的方向性和地面的非理想,使实际的增大值远比该值小。这是由于天线的方向 性使目标不可能总是同时既沿着真实天线的视线又沿着它对地面的镜像的视线,且典型的地 面反射系数通常从 95%变化至 50%甚至更低。而且对所有的频率,除了很高频或很低频(毫 米波和 VHF)外,典型的灵敏度只比自由空间高 7~10 dB 的量级,而不是理想的 12 dB。 当到目标的距离相对很近且测试必须在很宽的频率范围进行时,尽力消除地面影响有时 是有利的。一种选择是在雷达和目标之间设置具有一定长度的倒 V 形的坡,坡的倾斜的顶部 是为了将地面反射波偏转至目标区以外。另一种选择是在场地上安装一系列低的雷达栅,目 的是阻止地面反射波从雷达到达目标或屏蔽地面上的镜像区。栅的近边应倾斜以使能量向上 偏转,并可涂敷吸收材料。然而,阻止雷达能量从栅的顶部通过绕射到达目标区,或者阻止 目标绕射信号以同样的机制到达雷达接收机是困难的。 由于室外场地上雷达至目标的距离很远,典型的测试雷达的峰值信号功率在 1~100 kW 范围,且大多数都发射简单的脉冲波形(脉冲宽度为 0.1~0.5 ?s,PRF 为几千赫兹) 。发射脉 冲应足够宽使得能完全涵盖目标,又应足够短使得背景杂波最小。为减少测量时间和减少目 标暴露在空气或被窥视的条件之下,常常是几部雷达同时工作。雷达可以同时启动或按顺序 ·422· 第 11 章 雷达截面积 启动,取决于测试场的特定要求。阶跃或者扫频波形都可用来收集相参测试数据用于诊断。 室内测试场 室内测试场不受天气影响,因而更便于试验,但是除非场地特别大,最大目标尺寸被限 制在约十几英尺。由于靠近墙壁、地板和天花板,必须在其上涂敷高质量的吸收材料。工作 频率延伸得越低,吸收材料越昂贵。现用材料所构成的吸收壁的标称反射系数达-50 dB,通 常只有用吸收材料的金字塔形设计才可能实现[56]。 早期的室内测试室形状是长方体, 尽管在墙上安装了好的吸收材料, 但 RCS 测量仍受到 壁反射的污染。微波暗室的最敏感的部位是后墙,它接收雷达辐射功率的 95%~99%,因此 最好的吸收材料应置于后墙[57]。地板、天花板和侧壁也对误差有贡献,但属于四面反射而不 像室外场地那样是属于地面反射。补救办法是采用渐变形微波暗室,它可借助于形状控制, 消除大部分侧壁反射[58][59][60]。 因为大多数微波暗室的长度都不大于100 ft,所以即使目标不太大,也不能在室内场地进 行远场距离的测量。然而,通过聚集辐射波束提供必须的均匀照射是可能的。在雷达和目标 间插入一个透镜,或者使雷达波束由一个聚集反射器反射可以做到这一点。这一概念称为紧 缩场,因为与没有聚集的器件相比,它能在较短的距离产生平行波束。 有两种成功的透镜设计被报道[61][62],它们的表面都截成旋转双曲面,顶点面向雷达,如 图 11.33 所示。虽然这些设计在特定的应用中获得成功,但对大多数目标而言,透镜尺寸太 小(直径为 1.1 和 0.43 m) 。 图 11.33 紧缩场采用微波透镜将波束聚集为平行射线(透镜表面为旋转双曲面) 由于透镜的后平面与那里的波前平行,它可能成为有害反射的明显来源。使透镜稍稍倾 斜可以减少后平面的反射, 但代价是带来入射场相位的轻微畸变。 (也可把透镜的两个面都做 成曲面,正如在可见光谱中常见的那样。 )透镜可用泡沫塑料制作,材料的电介常数和希望的 焦距长度决定了透镜必须有的外形。无论是用泡沫塑料还是固体塑料制作,材料的均匀性要 求遍及整个透镜的体积,这使制造较大的透镜十分困难。 反射器可提供另一种方法来聚集波束。与透镜置于雷达和被测目标之间相反,雷达和被 测目标都在反射器的同一边,如图 11.34 所示。反射器通常为偏置抛物面,意思是抛物反射 面表面不包含抛物面的顶点。这使激励反射器的馈源位于朝向目标的反射波束之外。如果目 标置于距反射器一至二倍焦距位置且反射器被适当设计的馈源激励,则反射波基本上是平面 波[18][63]。 第 11 章 雷达截面积 ·423· 图 11.34 采用偏焦抛物反射器的紧缩场 然而,除非仔细地设计反射器的边缘,否则目标区的入射场仍然会受到反射器边缘的绕 射场的污染。绕射使目标区的场分布的振幅和相位都出现纹波。在某些情形下影响小到可以 被忽略,但在高质量的设备中这种纹波是比较讨厌的。已设计出卷边结构,经测试呈现出可 接受的性能[64][65],但是所付出的代价要大得多,反射体的结构也复杂得多。 室内测试的目标比室外测试更靠近雷达,所以使用较小的发射功率就能进行有效的测 量。早期的室内测试雷达依靠简单的 CW 源,微波暗室的有害反射采用对消方法加以抑制。 它没有将目标安装在支撑固定结构上,在每个方面都要为测量做好准备。发射信号的小的采 样经可变衰减器和可变移相器,与接收信号合成。于是,采样信号的振幅和相位被调整到与 没有目标时接收的信号相消。 目前可采购到低价格、锁相、频率合成源,这使收集宽带 RCS 数据更具有吸引力。与单 个频率上进行的 CW 测量相比,它包含多得多的目标散射信息。当相参 RCS 散射数据被适 当处理后,就可能生成雷达图像,即被测目标回波源的二维图[66]。 图 11.35 示出雷达成像的实例。为生成这一图像,所需的处理是双傅里叶变换,一次是 从频域到时域,另一次是从角域到横向距离域。频率-时间域处理几乎可以实时完成(在屏上 显示和处理只需一两秒钟) , 但是从角域到横向距离域的变换只能脱机处理。 为加快处理过程 总是采用 FFT。 被处理图像的时间(距离)分辨力与发射波形的带宽成反比,横向距离域分辨力与收集 数据的姿态角窗口成反比。因此,测试系统的工作特性和方位数据采样速率必须在数据收集 之前确定。由于最终图像的横向距离坐标垂直于目标的转轴,所以必须将坐标乘上一个缩尺 因子,以便用所谓的目标平面视图有效地记录所生成的图像。 最后的数据可以以轮廓图的形式提供,如图 11.35 所示,或者以灰度像素形式提供。为 了诊断,楔形目标已经被叠加在图形上,且显示的特定姿态是对边沿入射而言的。若目标在 一个足够宽的扇区内旋转(扇区宽至足以获得想得到的横向距离分辨力,并有足够的角度采 样数,如 64,128 或 256 次采样) ,那么对任意入射角都能生成这种图像。实际上,可在目标 连续转动的同时进行扫频数据或步进数据的采集。角速度必须足够低,使得在目标运动条件 下扫频结束时回波相位与假定目标不运动时的回波相位之差在 22.5?以内。 ·424· 第 11 章 雷达截面积 图 11.35 楔形的雷达成像(美海军太平洋导弹测试中心提供) 应注意,楔形的前沿是可识别的散射体,尽管它比底面的反射要弱得多。除了底面的一 次绕射形成的直接回波 A 和 B,还另有穿越底面(多重)绕射的附加贡献。贡献 C 是由底的 一边对另一边的激励,然后将能量绕射回到源。它包括一次底面的横向穿越,且附加路径产 生的相位滞后犹如在真实底面的后面半个底面宽度的距离处放置了一个视在散射源。贡献 C 沿中心线出现,这是由于源先到第一个边沿,然后到第二个边沿,再返回到源的总传播路径, 而与目标旋转角无关。 贡献 D 和 E 则不是这种情况,它们是由于两次穿越底面,即从一个边沿的绕射横穿底部 到达另一个边沿,然后它绕射使能量向着第一个边沿进行第二次横穿。因为与 D 和 E 对应的 贡献横穿底面两次,D 和 E 精确地出现在实际底面后面的一个底面宽度处。与贡献 C 沿着中 心线不同,D 和 E 在旁边,直接出现在底面边缘的后面。这是由于随着目标的旋转,主边沿 激励的相位随边沿接近或远离源而变化的缘故。 这些“幽灵般的”散射体的存在应归结于数据处理系统将散射体按距离和横向距离位置 分类的方式。纵向距离位置按处理时延分类,横向距离位置按时延率分类,而不管是由于散 射体的作用还是由于散射体间的相互作用。即使某些散射中心的贡献可能包含其他方向的传 播,而不是沿雷达视线,但系统没法分辨这一点。因此,尽管这类图像具有强有力的诊断价 值,但是我们必须认识到,目标单元间的多重相互作用可能产生这样的散射源,它们不在其 看上去的位置上。

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