一種快速計算雷達散射截面空域特性的方法

凌 勁 龔書喜 王文濤 王 興 張玉潔

(西安電子科技大學(xué)天線與微波技術(shù)重點實驗室，陜西 西安 710071)

1.引 言

矩量法(MoM)是求解電磁問題的經(jīng)典數(shù)值算法[1]，在準確求解任意形狀三維導(dǎo)體的雷達散射截面(RCS)方面有著十分廣泛的應(yīng)用。阻抗矩陣的填充和求解是矩量法中兩個計算量比較大的操作。目標的雷達散射截面與頻率f和角度(θ,φ)均有關(guān)系，采用MoM就必須在頻帶和角域內(nèi)同時或分別求解矩陣方程。采用MoM逐點計算時，必須以一定的頻率和角度間隔在所給定的頻率和角域內(nèi)逐點反復(fù)求解矩陣方程。當目標的感應(yīng)電流分布隨頻率或入射角變化劇烈時，必須很小的頻率或角度間隔計算才能得到精確的結(jié)果，這意味著在整個頻帶或角域內(nèi)矩陣方程求解次數(shù)的增加，勢必將占用了大量的計算時間和內(nèi)存。近年來，漸近波形估計(AWE)技術(shù)被逐漸應(yīng)用到電磁場的全波分析[2-5]。與MoM逐點計算相比，它們可以在計算頻點比較多的時候節(jié)省較多的時間，但該方法有效的計算頻帶受到Taylor級數(shù)和padé逼近本身性質(zhì)的限制。利用AWE技術(shù)可以確定展開點附近的值，這時應(yīng)用AWE方法得到的解是精確的。但是隨著頻率逐漸遠離展開頻率點，解的精確度也就逐漸下降，而且計算過程中需要計算和存儲稠密的阻抗矩陣及其高階導(dǎo)數(shù)矩陣，占用了大量內(nèi)存。與傳統(tǒng)的矩量法程序相結(jié)合時，AWE技術(shù)中關(guān)于阻抗矩陣元素的求導(dǎo)運算增加了程序編寫的復(fù)雜度。Maehly逼近[6-7]結(jié)合矩量法已成功用于計算雷達散射截面的頻率響應(yīng)[8-9]。Maehly逼近與AWE技術(shù)相比，最大的優(yōu)勢在于Maehly逼近不需要計算阻抗矩陣元素的高階導(dǎo)數(shù)，減小了程序編寫的復(fù)雜度，很容易和MoM計算機代碼相結(jié)合。與AWE技術(shù)中padé逼近相比，在相同階數(shù)的情況下，Maehly逼近能在更寬的頻帶內(nèi)很好地與MoM計算結(jié)果相吻合。雖然文獻[10][11]應(yīng)用二維AWE技術(shù)分析了目標雷達散射截面的空頻二維特性(頻率f和角度θ同時外推)，但該方法有效的計算頻帶和角域受到AWE技術(shù)本身性質(zhì)的限制，然而對目標雷達散射截面的角度θ和φ同時外推的研究在文獻中還很少見到。基于以上考慮，將Maehly逼近引入到目標雷達散射截面的角度外推中，分析雷達散射截面空域二維特性。將Maehly逼近推廣成二維外推技術(shù)，應(yīng)用于快速分析雷達散射截面的空域特性(θ和φ的同時外推)。

2.理論分析

2.1 基于EFIE的矩量法

根據(jù)導(dǎo)體表面S及線天線上切向電場連續(xù)條件，可得電場積分方程(EFIE)

-Etan(r)=[-jωA(r)-▽Φ(r)]tan

(1)

式中：Etan(r)是入射場；A(A)，Φ(r)分別表示磁矢位和電標位。采用伽略金法，基函數(shù)和檢驗函數(shù)都為RWG基函數(shù)[12]，可得式(1)的矩陣形式

[Zmn(k)]·[In(k，θ，φ)]=[Vm(k，θ，φ)]

(2)

式中：In(n=1, 2,…,N)為未知感應(yīng)電流的展開系數(shù)，N為RWG基函數(shù)個數(shù)； [Zmn]和[Vm]分別是阻抗矩陣和激勵矩陣；k為自由空間的波數(shù)；θ和φ為入射角。通過解矩陣方程(2)可以得到表面感應(yīng)電流的分布，進而可以計算得出雷達散射截面σ.

(3)

若采用傳統(tǒng)矩量法求解，則需要在給定的角域內(nèi)[θ1,θ2]和[φ1,φ2]逐點掃描反復(fù)求解矩陣方程(2)，勢必導(dǎo)致巨大的計算量，占用大量的計算時間。

2.2 二維外推技術(shù)

文獻[8]-[9]中Maehly逼近結(jié)合矩量法只用于了快速計算雷達散射截面的頻率響應(yīng)，無法獲得雷達散射截面的二維特性。因此，將其擴展成二維外推技術(shù)對目標雷達散射截面的角度θ和φ進行同時外推，快速計算雷達散射截面的空域二維特性。Maehly逼近結(jié)合矩量法的基本思想是在給定的角域內(nèi)，通過坐標變換可得關(guān)于角度θ和φ的切比雪夫節(jié)點。采用矩量法求解電場積分方程，計算出這些切比雪夫節(jié)點處的表面感應(yīng)電流，從而獲得該角域內(nèi)表面感應(yīng)電流的切比雪夫多項式(又名最佳一致多項式逼近)[13]，并通過Maehly逼近將切比雪夫多項式轉(zhuǎn)化為有理函數(shù)，由此獲得任意入射角度時的表面感應(yīng)電流分布。對給定的角域θ∈[θ1,θ2]和φ∈[φ1,φ2]作坐標變換可得

(4)

(5)

(6)

(7)

式中，Lθ，Lφ，Mθ和Mφ分別表示零點和極點的展開階數(shù)。

(8)

利用切比雪夫多項式的恒等式

(9)

則

(10)

(11)

把式(11)代入式(8)可得

(12)

(13)

(14)

3.實驗結(jié)果分析

一金屬平板(2λ×2λ)挖有三個圓孔(r1=0.15λ,r2=0.25λ,r3=0.7λ)，一φ極化平面波入射。平板表面被剖分成692個三角面片，一共N=951個未知量。采用Maehly逼近結(jié)合MoM，AWE技術(shù)和MoM分別計算了該平板在φ=0°時的單站RCS隨入射角度θ的變化情況，計算結(jié)果如圖1所示。AWE技術(shù)以θ=45°作為展開點，1°為計算間隔。由圖1可知，AWE技術(shù)有效的計算角域約為22°～69°，而Maehly逼近結(jié)合MoM能在整個角域內(nèi)(0°～90°)很好地逼近MoM逐點計算的結(jié)果。

與AWE技術(shù)中padé逼近相比，在取相同階數(shù)的情況下，Maehly逼近能在更寬的角域內(nèi)很好地與MoM計算結(jié)果相吻合。在θ(-90°～90°)和φ(0°～360°)內(nèi)觀察該平板的單站RCS隨入射角θ和φ的變化情況。圖2給出了采用本文的Maehly逼近(Lφ=9,Mφ=9,Lθ=9,Mθ=9)結(jié)合MoM計算的該平板二維散射特性。當取L=M或L=M+1時誤差將最小[2]。將φ分別等于0°，30°，45°，60°時Maehly逼近結(jié)合MoM計算的結(jié)果與MoM逐點計算結(jié)果進行了比較，計算間隔為1°，如圖3所示。不同角度入射時Maehly逼近結(jié)合MoM與MoM逐點計算結(jié)果吻合良好。Maehly逼近和MoM逐點計算時間分別為146 min和1910 min。由此可見：應(yīng)用最佳一致有理逼近理論結(jié)合矩量法分析目標雷達散射截面的空域二維特性，使得計算效率大大提高。

圖1 RCS隨入射角度θ變化

圖2 平板的單站RCS

圖3 RCS隨入射角度θ變化

一去掉底面的圓錐體高為1.0λ，底面半徑為0.5λ。組合體表面被剖分成637個三角面片，一共N=937個未知量。φ極化平面波入射，采用本文的Maehly逼近(Lφ=9,Mφ=9,Lθ=9,Mθ=9)結(jié)合MoM分析圓錐體隨入射角度θ和φ同時變化的二維散射特性，計算的單站RCS如圖4所示。由于圓錐體的對稱性，只考察了θ從-90°～90°和φ從0°～180°之間的變化。將φ分別等于0°，30°，45°，60°時的結(jié)果與MoM逐點計算結(jié)果進行了比較，計算間隔為1°，如圖5所示。Maehly逼近結(jié)合MoM和MoM逐點計算時間分別為122 min和1754 min。與矩量法的計算時間相比，該方法大大節(jié)省了計算機耗時。從圖5可以看出，不同角度入射時采用Maehly逼近結(jié)合MoM完全能逼近MoM逐點計算的結(jié)果，并且有效地提高了計算效率，數(shù)值結(jié)果證明了該方法的有效性。

圖4 圓錐體的單站RCS

圖5 圓錐體RCS隨入射角度θ變化

4. 結(jié) 論

本文介紹了Maehly逼近結(jié)合矩量法在目標雷達散射截面的角度外推中的應(yīng)用，將Maehly逼近推廣成二維外推技術(shù)，應(yīng)用于目標雷達散射截面角度(θ和φ)的同時外推，數(shù)值結(jié)果證明了該方法的有效性。Maehly逼近結(jié)合MoM的結(jié)果與MoM逐點計算結(jié)果非常吻合，該方法能有效提高計算效率。

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