等離子鞘套隨機(jī)特性對電波傳播影響分析

劉江凡，李 慧，焦子涵，白光輝，席曉莉

(1.西安理工大學(xué)自動化與信息工程學(xué)院，陜西西安7100482.中國運(yùn)載火箭技術(shù)研究院 空間物理重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，北京100076)

高超聲速飛行器在大氣層中飛行時(shí)，飛行器與其周圍空氣劇烈摩擦，使空氣分子及飛行器表面材料發(fā)生電離，形成等離子鞘套。等離子鞘套的存在，使得投射其上的電磁波產(chǎn)生反射、折射及散射，而在其中傳播的電磁波受到衰減，從而影響飛行器的導(dǎo)航、遙測和通信信號的傳輸，在某些條件下甚至?xí)?dǎo)致飛行器與衛(wèi)星和地面的無線電聯(lián)系完全中斷，形成黑障效應(yīng)。

早在20世紀(jì)60～90年代，已有學(xué)者對再入黑障問題開展了大量理論與試驗(yàn)研究，取得了許多重要進(jìn)展[1-6]?？傮w來看，這些早期的研究主要從無線電頻段選取、電波傳播特性計(jì)算、鞘套對天線性能影響以及黑障的削弱技術(shù)等方面開展。

近些年來，針對等離子鞘套引起的通信中斷問題的研究，除采用更為完善的電磁數(shù)值計(jì)算方法，分析計(jì)算穩(wěn)態(tài)情況下等離子鞘套中電波傳播特性[7]、鞘套的電磁散射特性[8-9]以及其對天線特性的影響[10-11]外，在研究鞘套中電波傳播特性方面，研究者開始更多地關(guān)注再入湍流等離子的隨機(jī)變化特性對電波傳播的影響[12-18]。

本文將色散媒質(zhì)的線性分段遞歸卷積(Piecewise Linear Recursive Convolution， PLRC)FDTD方法[19]與S-FDTD方法結(jié)合，提出了S-PLRC-FDTD方法，并采用該方法進(jìn)一步分析了典型鞘套電子密度分布下，電子密度隨機(jī)特性對電波信號影響。

1 等離子體的S-PLRC-FDTD算法

各向同性、碰撞的冷等離子體中，電磁波滿足的Maxwell相關(guān)方程和本構(gòu)方程如下：

(1)

(2)

1.1 場量均值的迭代方程

采用FDTD方法計(jì)算時(shí)，需要將式(2)轉(zhuǎn)換到時(shí)間域，并對其進(jìn)行離散后得FDTD遞推公式。本文采用色散媒質(zhì)中常用的PLRC[19-20]方法，得到等離子體中電場的迭代方程。以電場x分量為例，其的迭代方程如下：

(3)

式中C1與C2是與等離子體參數(shù)相關(guān)的兩個(gè)系數(shù)，可表示為：

(4)

其中g(shù)1=Δt/2υ+a1/υ3Δt,g2=Δt/υ-a2/υ2-g1,a1=-1+(1+υΔt)exp(-υΔt),a2=1-exp(-υΔt)。

φxn=k1ωp2Exn+k2ωp2Exn-1+

exp(-υΔt)φxn-1

(5)

其中:k1=-a2a1+a2υΔt/υ3Δt，k2=a1a2/

υ3Δt。

磁場的均值迭代方程與普通媒質(zhì)一致，在此不再贅述。

1.2 場量方差的迭代方程

本小節(jié)將推導(dǎo)等離子體中電場及其輔助變量標(biāo)準(zhǔn)差的迭代公式。在推導(dǎo)過程中，仍遵循文獻(xiàn)[16, 18]給出相關(guān)準(zhǔn)則。

首先推導(dǎo)電場方差的迭代公式，將式(3)兩端同乘(ε+ωp2g2)可以得到：

εEx|n+1+g2ωp2Ex|n+1-ε

(6)

對式(6)左右兩端同時(shí)取方差：

σ2εEx|n+1+g2ωp2Ex|n+1-εEx|n+

g1ωp2Ex|n-φx|n=σ2Δt/ε0·

(7)

當(dāng)相關(guān)系數(shù)取如下近似時(shí)：

(8)

式(7)可簡化為：

(9)

對式(9)中左端σωp2Ex|n+1和σωp2Ex|n兩項(xiàng)使用delta法[16, 18]進(jìn)行展開，第一項(xiàng)可以寫為：

(10)

σωp2Ex|n+1≈2ρωp,Ex|n+1ωpEx|n+1σωp+ωp2σEx|n+1

(11)

類似地，σωp2Ex|n項(xiàng)可以化簡為：

σωp2Ex|n≈2ρωp,Ex|nωpEx|nσωp+ωp2σEx|n

(12)

將式(11)～(12)代入式(9)中可以得到σEx|n+1的迭代方程：

(13)

式(13)即為等離子體中的S-PLRC-FDTD場值方差迭代公式。

接下來我們將進(jìn)一步推導(dǎo)輔助變量φx的方差迭代公式。對式(5)兩端同時(shí)取方差得：

(14)

對式(14)中k1σ2ωp2Exn和k2σ2ωp2Exn-1兩項(xiàng)使用delta法[18]，可得：

(15)

k2σ2ωp2Exn-1≈2k2ωpσωpExn-1+k2ωp2σExn-1

(16)

將式(15)～(16)代入式(14)中，可以得到等離子體中的S-PLRC-FDTD輔助變量標(biāo)準(zhǔn)差的迭代公式為：

(17)

需要指出的是，式(13)與式(17)中等離子體頻率與電場相關(guān)系數(shù)ρωp,Ex仍需要進(jìn)一步確定，其取值會直接影響S-PLRC-FDTD對場量標(biāo)準(zhǔn)差的估計(jì)。

2 計(jì)算模型與結(jié)果分析

鞘套電子密度分布常采用雙指數(shù)或雙高斯模型描述。在本文計(jì)算中，假設(shè)鞘套內(nèi)穩(wěn)態(tài)(平均)電子密度分布具有如下雙高斯分布特性：

(18)

式中：ne,peak為電子密度峰值，zT為等離子體厚度，zB為峰值電子密度所處位置，a1,a2為描述電子密度衰減程度的參數(shù)。

由于電子密度分布受飛行高度，飛行速度，再入攻角，再入湍流等因素的影響，鞘套中電子密度并不恒定，電子密度具有一定的隨機(jī)特性，其電子密度可用如下模型描述：

ne(z)=ne_steadyz1+Δδne

(19)

式中：Δ表示電子密度相對變化幅度，δne為一標(biāo)準(zhǔn)正態(tài)分布隨機(jī)變量，因此電子密度標(biāo)準(zhǔn)差σne可以表示為σne=Δ·ne_steady，相應(yīng)的等離子體角頻率方差可以表示為σωp=0.5Δωp_steady。

選取鞘套參數(shù)如下：a1=1 cm-2，a2=0.5 cm-2，zT=15cm,zB=5cm，峰值電子密度均值ne,peak=1×1017m-3，碰撞頻率υ=1×109rad/s。采用S-PLRC-FDTD方法，分別計(jì)算了電子密度相對變化幅度Δ=5%，Δ=10%，Δ=20%時(shí)，其對電波傳播的影響。S-PLRC-FDTD采用1 mm均勻網(wǎng)格剖分，時(shí)間步長Δt=Δz/2c。計(jì)算模型見圖 1，等離子體占據(jù)50～199網(wǎng)格(15 cm)。所加源為電場x方向極化的正弦平面波，其振幅為1 V/m，位于z方向第40網(wǎng)格處，觀測點(diǎn)位于第210網(wǎng)格處。

圖1 計(jì)算模型Fig.1 Simulation model

圖2給出了入射波頻率為1 575 MHz和4 000 MHz正弦波時(shí)，不同電子密度變化下，S-PLRC-FDTD方法計(jì)算得到的觀測點(diǎn)電場平均值。由于等離子鞘套的存在，透射電磁波存在衰減，透射波電場振幅分別衰減到0.544 V/m(衰減5.3dB)和0.941 V/m(衰減0.45 dB)。入射波頻率越高，衰減越小。

圖2 平面波入射時(shí)觀測點(diǎn)電場均值比較Fig.2 Comparison of mean electric field values in plane wave incident

為了驗(yàn)證S-PLRC-FDTD方法的正確性，將Monte Carlo結(jié)合傳統(tǒng)PLRC-FDTD計(jì)算結(jié)果也繪于圖2中(Monte Carlo方法共采用1000組樣本)?？梢园l(fā)現(xiàn)S-PLRC-FDTD方法與Monte Carlo方法計(jì)算的電場平均值幾乎重合。

圖3分別給出1 575 MHz平面波入射下，電子密度相對變化幅度分別為Δ=5%，Δ=10%，Δ=20%時(shí)，觀測點(diǎn)電場在不同時(shí)刻的電場的方差值。與預(yù)期結(jié)果一致，當(dāng)電子密度變化(標(biāo)準(zhǔn)差)越大，電場的方差也就越大。

在S-PLRC-FDTD方法中，Ex與ωp互相關(guān)系數(shù)ρEx,ωp的選取，會直接影響到電場方差的計(jì)算結(jié)果。ρEx,ωp=1時(shí)S-PLRC-FDTD會過高地估計(jì)電場的方差，相應(yīng)的，當(dāng)ρEx,ωp=0.8時(shí)，估計(jì)值偏低。在本例中，當(dāng)ρEx,ωp=0.95時(shí)，S-PLRC-FDTD與Monte Carlo結(jié)果吻合最好。

圖3 1 575 MHz平面波入射時(shí)觀測點(diǎn)方差比較電子密度相對變化幅度Fig.3 Comparison of observation point variances in 1 575 MHz plane wave incident

筆者也對4 000 MHz平面波入射情況進(jìn)行了計(jì)算，同樣當(dāng)ρEx,ωp=0.95時(shí)，S-PLRC-FDTD結(jié)果與Monte Carlo結(jié)果吻合最好。

由于S-PLRC-FDTD在每次迭代過程中，需要額外計(jì)算各場量的標(biāo)準(zhǔn)差，因此S-PLRC-FDTD內(nèi)存占用及每步計(jì)算用時(shí)約為傳統(tǒng)PLRC-FDTD的2倍。但相比于傳統(tǒng)PLRC-FDTD需要通過1 000次甚至更多的Monte Carlo仿真獲得統(tǒng)計(jì)特性，S-PLRC-FDTD具有顯著優(yōu)勢。

為進(jìn)一步評估電子密度隨機(jī)變化對電磁波相位和幅度的影響，采用S-PLRC-FDTD方法，計(jì)算了上述鞘套在不同入射波頻率以及不同碰撞頻率情況下，透射系數(shù)幅度與相位的變化情況。

圖4給出了電子密度相對變化幅度Δ=10%時(shí)，透射系數(shù)幅度1σ誤差棒圖。從圖4中可以發(fā)現(xiàn)，當(dāng)入射波頻率較低ω/ωp?1時(shí)，透射系數(shù)隨著碰撞頻率的增加而增加，當(dāng)入射波頻率較高時(shí)，透射系數(shù)隨著碰撞頻率的增加而減少。

圖4 電子密度相對變化幅度Δ=10%時(shí)不同碰撞頻率下透射系數(shù)幅度的1σ誤差棒圖Fig.4 1σ error bar graph of transmission coefficientamplitude at different υ/ωp in the relative intensity of electron density variability Δ=10%

圖5給出了電子密度相對變化幅度分別為Δ=5%，Δ=10%，Δ=20%時(shí)，不同碰撞頻率下，透射系數(shù)幅度的標(biāo)準(zhǔn)差隨入射波頻率的變化。

從圖5可以發(fā)現(xiàn)，透射系數(shù)幅度標(biāo)準(zhǔn)差正比于電子密度相對變化幅度變化。從圖5中還可以發(fā)現(xiàn)，等離子碰撞頻率越高時(shí)，透射系數(shù)標(biāo)準(zhǔn)差隨入射波頻率變化越緩慢，當(dāng)υ/ωp>1時(shí)，低頻段透射系數(shù)標(biāo)準(zhǔn)差基本不變；對高頻入射波ω/ωp>1，透射系數(shù)標(biāo)準(zhǔn)差隨著入射波頻率的增加而減小，并且碰撞頻率越小，透射系數(shù)標(biāo)準(zhǔn)差減小越快?？傮w而言，提高入射波頻率有利于減低電子密度變化對透射系數(shù)幅度的影響。

圖6給出了電子密度相對變化幅度分別為Δ=5%，Δ=10%，Δ=20%時(shí)，透射系數(shù)相位標(biāo)準(zhǔn)差隨入射波頻率的變化。

從圖6中可以發(fā)現(xiàn)，透射系數(shù)相位標(biāo)準(zhǔn)差同樣正比于電子密度相對變化幅度。在電子密度變化幅度相同時(shí)，碰撞頻率越高，透射系數(shù)相位標(biāo)準(zhǔn)差越小，隨入射波頻率的變化也越緩慢，并且對于低碰撞頻率υ/ωp≤1的等離子體，透射系數(shù)相位標(biāo)準(zhǔn)差最大值出現(xiàn)在ω/ωp≈1附近，隨著碰撞頻率的提高，透射系數(shù)相位標(biāo)準(zhǔn)差最大值逐漸向高頻方向移動。

圖5 不同碰撞頻率下透射系數(shù)標(biāo)準(zhǔn)差比較Fig.5 Comparison of standard deviations of transmission coefficient amplitude at different υ/ωp

表1和表2進(jìn)一步給出了電子密度相對變化幅度Δ=10%時(shí)，S-PLRC-FDTD方法與Monte Carlo結(jié)合SMM方法(1 000次樣本)計(jì)算結(jié)果比較。

從表1～2中可以發(fā)現(xiàn)，S-PLRC-FDTD方法的計(jì)算結(jié)果與Monte Carlo結(jié)合SMM方法的計(jì)算結(jié)果具有很好的一致性。與Monte Carlo結(jié)合SMM方法相比，S-PLRC-FDTD方法的優(yōu)勢在于它可以通過一次計(jì)算，獲得觀測點(diǎn)波形在所有時(shí)刻的均值與方差。

此外，對于更為復(fù)雜的鞘套模型(二維或三維情況)，S-PLRC-FDTD方法也具有適用性。

圖6 不同碰撞頻率下透射系數(shù)相位標(biāo)準(zhǔn)差比較Fig.6 Comparison of standard deviations of transmission coefficient phase at different υ/ωp

υ/ωpMonte Carlo + SMM方法下的標(biāo)準(zhǔn)差/(°)S-PLRC-FDTD方法下的標(biāo)準(zhǔn)差/(°)ω/ωp=0.2ω/ωp=0.5ω/ωp=1ω/ωp=2ω/ωp=0.2ω/ωp=0.5ω/ωp=1ω/ωp=20.10.877 03.165 04.004 92.037 50.848 33.142 93.913 32.064 80.50.088 41.048 42.426 61.873 10.072 50.958 22.436 21.846 510.048 70.380 51.263 71.523 50.035 80.388 41.238 71.515 550.006 00.023 30.084 00.228 90.004 50.024 00.081 90.224 2100.001 80.006 40.021 80.062 80.001 40.006 50.020 90.056 4

表2 透射系數(shù)幅度標(biāo)準(zhǔn)差

3 結(jié) 語

本文采用S-PLRC-FDTD方法，計(jì)算了電子密度為高斯分布的等離子鞘套中電子密度隨機(jī)變化對入射信號的影響，分析了電子密度抖動引入的相位抖動和振幅抖動。結(jié)果表明：電子密度的隨機(jī)變化與其引起透射電磁波的幅度與相位的抖動具有顯著的正相關(guān)性；在相同電子密度變化條件下，υ/ωp越大，透射系數(shù)幅度與相位的標(biāo)準(zhǔn)差隨頻率的變化越??；對于低碰撞頻率υ/ωp≤1的等離子體，透射系數(shù)相位標(biāo)準(zhǔn)差最大值出現(xiàn)在ω/ωp≈1附近，隨著碰撞頻率的提高，透射系數(shù)相位標(biāo)準(zhǔn)差最大值逐漸向高頻方向移動；總體而言，提高入射波頻率，有助于有減少透射電磁波幅度與相位抖動。