一種方形腔體的目標(biāo)散射特性及測(cè)量方法

趙京城, 婁長(zhǎng)玉, 李家碧, 楊宗凱

(北京航空航天大學(xué) 電子信息工程學(xué)院, 北京 100191)

雷達(dá)散射截面(radar cross section,RCS)是武器系統(tǒng)隱身性能的重要指標(biāo)[1],是定量表征目標(biāo)散射強(qiáng)弱的物理量[2],通過(guò)研究目標(biāo)的散射特性,運(yùn)用材料及外型技術(shù),減少目標(biāo)的RCS 值,在隱身技術(shù)領(lǐng)域有重大意義。

理論分析和實(shí)驗(yàn)結(jié)果都已證明,發(fā)動(dòng)機(jī)進(jìn)氣道對(duì)飛機(jī)和導(dǎo)彈的雷達(dá)散射截面有重要的影響[3]。 因此,在計(jì)算現(xiàn)代飛行器的RCS 值及進(jìn)行隱身外形設(shè)計(jì)時(shí),應(yīng)充分考慮進(jìn)氣道結(jié)構(gòu)的電磁散射特性[4]。 鑒于進(jìn)氣道的幾何形狀和結(jié)構(gòu)復(fù)雜,通常將進(jìn)氣道簡(jiǎn)化為腔體模型來(lái)研究其散射特性[5]。

國(guó)內(nèi)外已經(jīng)開(kāi)展了腔體電磁散射方面的研究,發(fā)展形成了一套系統(tǒng)的、科學(xué)的研究方法。 除了傳統(tǒng)的解析方法、時(shí)域的積分方程解法、頻域的矩量法、有限元法等數(shù)值計(jì)算方法[6]外,還有幾何 光 學(xué) 法[7-9]、 物 理 光 學(xué) 法[10-12]、 射 線 追 蹤法[13-14]、廣義射線法[15]、復(fù)射線法[16]等高頻近似方法。 矩量法等精確數(shù)值計(jì)算方法只能求解電尺寸較小的散射體[17],而高頻近似解法具有物理概念清楚、場(chǎng)分布可以直接寫出表達(dá)式和方法簡(jiǎn)單易用等優(yōu)點(diǎn)。 在測(cè)量方面,一般測(cè)試場(chǎng)仍將進(jìn)氣道作為普通目標(biāo)看待,按照三維最大尺寸(通常是長(zhǎng)度)計(jì)算遠(yuǎn)場(chǎng)條件和設(shè)置距離門參數(shù)。 但是,按照波導(dǎo)理論分析,腔體散射應(yīng)該只與口面場(chǎng)相關(guān),遠(yuǎn)場(chǎng)條件也應(yīng)該按照口面尺寸計(jì)算。 另外,由于腔體存在多次反射,反射路徑遠(yuǎn)大于腔體長(zhǎng)度,因此,距離門參數(shù)按長(zhǎng)度設(shè)置可能給測(cè)量帶來(lái)較大誤差,本文將在腔體目標(biāo)的遠(yuǎn)場(chǎng)條件分析和多次散射距離兩方面進(jìn)行深入研究。

本文根據(jù)矩形波導(dǎo)理論分析腔體散射只與口面場(chǎng)分布相關(guān)的機(jī)理,用幾何光學(xué)法推導(dǎo)腔體模型的散射距離與電磁波入射角度即方位角的關(guān)系。 用FEKO軟件對(duì)腔體模型進(jìn)行散射場(chǎng)計(jì)算,驗(yàn)證理論推導(dǎo)的正確性。 將腔體實(shí)物模型分別置于緊縮場(chǎng)和普通遠(yuǎn)場(chǎng)暗室中測(cè)量,驗(yàn)證腔體散射只與口面場(chǎng)有關(guān)。 同時(shí)設(shè)置不同的距離門參數(shù),驗(yàn)證腔體類目標(biāo)測(cè)量系統(tǒng)需要具備的距離測(cè)量能力。

1 腔體目標(biāo)散射機(jī)理

1.1 矩形波導(dǎo)理論

根據(jù)矩形波導(dǎo)傳輸特性,電磁波在金屬腔體內(nèi)傳輸可視為波在波導(dǎo)內(nèi)壁間連續(xù)入射與反射[18],構(gòu)成導(dǎo)行波沿波導(dǎo)傳播。

對(duì)于閉合金屬腔體而言,外加電場(chǎng)不影響腔體內(nèi)部電場(chǎng)[19],對(duì)于進(jìn)氣道來(lái)說(shuō),與閉合腔體不同的是一端開(kāi)口,入射電磁波通過(guò)口面進(jìn)入腔體內(nèi)部,散射電磁波通過(guò)口面?zhèn)鞑サ角惑w外部,腔體外表面的電磁場(chǎng)不影響腔體內(nèi)部散射。

在測(cè)量進(jìn)氣道等腔體類目標(biāo)的RCS 時(shí),由于腔體內(nèi)部電磁場(chǎng)與腔體產(chǎn)生的散射場(chǎng)均由進(jìn)氣道口面場(chǎng)決定,與進(jìn)氣道外壁電磁場(chǎng)分布無(wú)關(guān)。 因此,在計(jì)算遠(yuǎn)場(chǎng)條件時(shí),不需取目標(biāo)三維最大尺寸(如進(jìn)氣道長(zhǎng)度),只需取口面最大尺寸即可。

1.2 傳統(tǒng)目標(biāo)RCS 測(cè)量方法及要求

RCS 測(cè)量要求用平面波照射,但是實(shí)際天線發(fā)射的是球面波,將一個(gè)已知特性的發(fā)射天線設(shè)置在遠(yuǎn)處向待測(cè)天線照射,當(dāng)發(fā)射天線的波前陣面擴(kuò)展到一定程度,可認(rèn)為待測(cè)天線接收的是近似平面波的照射,滿足近似條件的距離稱為遠(yuǎn)場(chǎng)條件,其示意圖如圖1 所示。

圖1 遠(yuǎn)場(chǎng)條件示意圖Fig.1 Schematic diagram of far field conditions

目標(biāo)口面尺寸D的相位差滿足:

其中,k=2π/λ,為保證一定的測(cè)試精度,要求相位差Δφ≤π/8 =22.5°,此時(shí)滿足D?2R的條件,有

此時(shí)雷達(dá)與被測(cè)目標(biāo)之間的距離R滿足:

式中:D為目標(biāo)口徑;λ為波長(zhǎng);2D2/λ為實(shí)際測(cè)量中最小的測(cè)試距離。

引入遠(yuǎn)場(chǎng)條件的基本出發(fā)點(diǎn)是要求在被測(cè)目標(biāo)口徑平面上的相位變化小于π/8。 在計(jì)算遠(yuǎn)場(chǎng)條件時(shí),一般取目標(biāo)三維尺寸中最大的一維。 對(duì)進(jìn)氣道來(lái)說(shuō),其長(zhǎng)度往往比口面尺寸大,因此,需要使用長(zhǎng)度計(jì)算遠(yuǎn)場(chǎng)條件。 由此計(jì)算得到的測(cè)量距離一般較大,需要在大型測(cè)試場(chǎng)中進(jìn)行測(cè)量,成本較高。 但是,進(jìn)氣道等腔體類目標(biāo)散射機(jī)理與一般凸表面目標(biāo)不同,有2 個(gè)問(wèn)題值得深入研究:①遠(yuǎn)場(chǎng)條件是否應(yīng)該按照長(zhǎng)度計(jì)算;②按照長(zhǎng)度計(jì)算出的遠(yuǎn)場(chǎng)條件下是否能獲得準(zhǔn)確的測(cè)量結(jié)果。

1.3 腔體類目標(biāo)散射特點(diǎn)

腔體散射最主要的特點(diǎn)是在腔體內(nèi)部產(chǎn)生的多次反射,此外,在腔體邊緣產(chǎn)生的繞射也會(huì)對(duì)腔體散射產(chǎn)生一定影響。

1.3.1 多次反射

電磁波照射到腔體口面后,會(huì)在口面處形成口面場(chǎng)并進(jìn)入到腔體內(nèi)部如圖2 所示,在腔體內(nèi)壁之間經(jīng)過(guò)多次反射后,能量會(huì)從腔體口面處再次輻射到遠(yuǎn)區(qū),多次反射對(duì)腔體散射起到十分重要的作用。

L為腔體模型長(zhǎng)度尺寸,D為腔體模型口面尺寸,θ為電磁波(以下用射線代替)入射方向與腔體模型軸向夾角,紅色標(biāo)記處為射線1 的反射位置。 記射線1 在目標(biāo)模型軸向的投影為d(見(jiàn)圖2)。 下面采用幾何光學(xué)法詳細(xì)地分析腔體內(nèi)部的單站回波特性,其中,m1=2L/d且2L可被d整除,如圖3 所示。

圖2 腔體內(nèi)壁多次反射示意圖Fig.2 Multiple reflection of cavity inner wall

圖3 腔體部分回波示意圖Fig.3 Echo diagram of cavity part

本節(jié)分2 種情況予以說(shuō)明。

1) 臨界角度情況(2L可以被d整除)。 依據(jù)幾何光學(xué)原理,射線在腔體底面反射,相當(dāng)于以底面為對(duì)稱軸做鏡像。 因此,可以做腔體鏡像來(lái)分析。 若回波方向朝上,表示回波沿入射方向返回,即接收機(jī)可以接收到回波功率的單站情況;若回波方向朝下,表示入射方向沒(méi)有回波,即接收機(jī)不能接收到回波功率。 可用回波比例來(lái)表示腔體多次反射后單站接收的回波情況。

①若m1=2L/d為奇數(shù),如圖3(a)所示。 朝向目標(biāo)的箭頭代表電磁波入射方向,另一個(gè)代表水平極化。 不難發(fā)現(xiàn)除了射線1 以外,其余射線的出射方向均朝上,即全部的射線沿入射方向返回;其回波方向可用如圖4(a)所示的情況來(lái)呈現(xiàn)。 該圖是在FEKO 軟件中對(duì)口面尺寸D=0.11 m、徑向長(zhǎng)度L=0.3 m 的方形腔體,在方位角為10.39°時(shí)計(jì)算獲得的水平極化雙站散射方向圖,頻率為15 GHz。 此時(shí)回波比例為1。

圖4 入射臨界角返回情況Fig.4 Return of critical angle of incidence

②若m1=2L/d為偶數(shù),如圖3(b)所示。 亦不難發(fā)現(xiàn)除了射線1 以外,其余射線出射方向均朝下,即入射方向沒(méi)有回波,其回波大致方向如圖4(b)所示,方位角為20.2°。 此時(shí)回波比例為0。

2) 一般角度情況(2L不可被d整除)。 實(shí)際入射方向與模型軸向夾角即方位角θ從0° ～90°變化。 除了某些角度下2L可以被d整除,其余角度2L均不能被d整除。

①若m2=2L/d為奇數(shù),記d1=2L-m2d為d整除2L后的剩余長(zhǎng)度。 如圖3(a)所示,此時(shí)射線1 在鏡像底面上是朝上射出的,存在一條射線,其下的所有射線均朝下射出。 這個(gè)臨界射線在入射口面處距離射向內(nèi)壁的垂直距離為d1tanθ,因此回波比例p為

②若m2=2L/d為偶數(shù),記d1=2L-m2d為d整除2L后的剩余長(zhǎng)度。 如圖3(b)所示,此時(shí)射線1 在鏡像底面上是朝下射出的,存在一條射線,其下的所有射線均朝上射出。 這個(gè)臨界射線在入射口面處距離射向內(nèi)壁的垂直距離也為d1tanθ,因此回波比例p為

式中:d=D/tanθ,m2= 2L/d= 2Ltanθ/D,得到d1=2L-m2d。 其回波方向如圖5 所示,方位角為34°。

圖5 入射波返回的一般情況Fig.5 Return of incident wave

顯然,方形腔體多次反射情況與平面波方位角關(guān)系密切,隨著角度變化,入射到腔體口面處的能量按余弦規(guī)律減小,方形腔體的歸一化回波比例為

式中:i為偶數(shù)時(shí),對(duì)應(yīng)圖4(a)中入射波全返回的情況;i為奇數(shù)時(shí),對(duì)應(yīng)圖4(b)中入射波不返回的情況。

當(dāng)方位角為小角度時(shí),投影部分遠(yuǎn)大于2L,0°正入射時(shí)入射波全返回,角度偏離0°能量會(huì)立即減小至0,小角度時(shí)能夠單站返回的部分投影為2L,即p=2L/d=2Ltanθ/D,小角度范圍內(nèi)的歸一化回波比例為

同時(shí),隨著方位角的變化,散射距離s也會(huì)隨之變化,s=L/cosθ,相對(duì)于腔體徑向長(zhǎng)度,其散射距離倍數(shù)為

本節(jié)所述,可得到方腔單站歸一化回波比例曲線與腔體徑向長(zhǎng)度倍數(shù)曲線。 通過(guò)FEKO 軟件仿真計(jì)算來(lái)驗(yàn)證推導(dǎo)結(jié)果,并對(duì)推導(dǎo)結(jié)果和仿真計(jì)算結(jié)果做歸一化處理。 圖6 為口面尺寸D=0.11 m、徑向長(zhǎng)度L=0.3 m 的方形腔體在不同極化狀態(tài)下的推導(dǎo)結(jié)果與不同頻率下FEKO 單站仿真計(jì)算曲線。

圖6 不同極化狀態(tài)下推導(dǎo)結(jié)果與FEKO 仿真計(jì)算的歸一化曲線Fig.6 Normalized curves between derived results and FEKO simulation results under different polarization states

由圖6 可知,歸一化回波比例曲線與不同頻率下FEKO 單站仿真計(jì)算曲線趨勢(shì)相同,方位角從0° ～90°,其歸一化RCS 都有降低趨勢(shì),并且兩者的尖峰與低谷位置一致。 由于理論推導(dǎo)采用的是幾何光學(xué)法, 頻率更高的50 GHz 比30 GHz的曲線更接近于理論推導(dǎo)結(jié)果。 此外,散射距離會(huì)隨方位角增加而增加,并且增加的斜率逐漸變大。

1.3.2 邊緣繞射

電磁波在經(jīng)過(guò)飛機(jī)進(jìn)氣道的棱邊、縫隙等障礙物時(shí),不能被直接照射到陰影區(qū)域內(nèi),而是會(huì)偏離直線傳播進(jìn)入該區(qū)域,即產(chǎn)生繞射。 陰影區(qū)的繞射場(chǎng)也會(huì)對(duì)腔體的散射起到一定作用。

2 仿真計(jì)算及成像分析

2.1 仿真建模計(jì)算

計(jì)算模型與1.3.1 節(jié)中驗(yàn)證理論推導(dǎo)的模型相同,口面尺寸D為0.11 m,徑向長(zhǎng)度L為0.3 m。

平面波入射方向與腔體軸線在同一個(gè)平面上,方位角范圍為-90° ～90°, 如圖7 所示。 角度間隔為1°,計(jì)算頻率為15 GHz。 由圖8 仿真計(jì)算結(jié)果看出:方位角在60° ～90°范圍內(nèi),金屬腔體的外壁散射較大,影響對(duì)腔體散射的分析。 為了更好地研究腔體內(nèi)部多次反射特性,應(yīng)減小外壁的散射值。 在腔體內(nèi)外表面分別涂覆2 種吸波材料,其中吸波材料1 的電磁參數(shù)為介電常數(shù)實(shí)部εr=4,介電常數(shù)虛部εi=1.2,磁導(dǎo)率實(shí)部μr=1.2,磁導(dǎo)率虛部μi=0.6,涂在內(nèi)壁。 吸波材料2的電磁參數(shù)為:介電常數(shù)實(shí)部εr=1,介電常數(shù)虛部εi=0.6,磁導(dǎo)率實(shí)部μr=1.2,磁導(dǎo)率虛部μi=0.6,涂在外壁。 通過(guò)FEKO 仿真計(jì)算2 種吸波材料的反射率,如圖9 所示,吸波材料1 的反射率在-10 dB 左右,吸波材料2 的反射率在-30 dB 左右。 方形金屬腔體和內(nèi)外壁涂有吸波材料腔體的RCS 對(duì)比曲線如圖8 所示。

圖7 方位角示意圖Fig.7 Schematic diagram of azimuth angle

圖8 15 GHz 不同極化狀態(tài)下金屬腔體與涂吸波材料腔體的RCS 曲線對(duì)比Fig.8 RCS curve comparison of metal cavity and cavity coated with absorbing material under different polarization conditions at 15 GHz

圖9 兩種吸波材料的反射率特性Fig.9 Reflectivity characteristics of two absorbing materials

由圖8 可知,方位角在30°～60°( -60°～-30°)范圍內(nèi),涂有吸波材料腔體的RCS 相比于金屬腔體的RCS 顯著減小,這與該方位角范圍內(nèi)腔體多次反射特性一致;從2 種RCS 曲線可以看出,方位角在±60°附近出現(xiàn)拐點(diǎn),這是因?yàn)榉轿唤窃?° ～60°( -60° ～0°)范圍內(nèi),腔體內(nèi)部反射為腔體散射的主要部分;方位角在60° ～90°( -90° ～-60°)范圍內(nèi),腔體外壁散射影響逐漸變大。 結(jié)合測(cè)試距離倍數(shù)曲線可以看出,當(dāng)腔體內(nèi)壁使用吸波材料時(shí),隨著方位角變大,散射次數(shù)增加,散射幅度隨角度衰減較快。 在吸波材料性能較好的情況下,散射測(cè)量系統(tǒng)具備2 ～5 倍腔體徑向長(zhǎng)度的測(cè)量能力即可準(zhǔn)確測(cè)量腔體散射。

2.2 一維距離像驗(yàn)證

圖8 中的散射距離曲線是通過(guò)理論計(jì)算得出,可采用一維距離像來(lái)驗(yàn)證。 選擇一維像計(jì)算角度為0°、43°、59°、75°,這些角度分別對(duì)應(yīng)于腔體散射角度曲線中的峰值角度。 選擇水平極化方式,計(jì)算頻率范圍為13 ～17 GHz,得到不同方位角的一維距離像如圖10 所示。

由圖10 可知,隨著方位角增大,一維像的尖峰逐漸右移,即腔體內(nèi)部散射的成像距離逐漸變大;方位角為0°、43°、59°、75°時(shí)理論計(jì)算的成像距離分別為0. 3 m(1 倍)、0. 41 m(1. 367 倍)、0.58 m(1.94 倍)、1.16 m(3.86 倍),圖10 中腔體內(nèi)部多次反射的成像位置與理論距離大致相同,驗(yàn)證了理論計(jì)算測(cè)試距離的正確性。 同時(shí),成像幅度逐漸減小,說(shuō)明腔體內(nèi)部反射值逐漸減小。方位角在0° ～59°范圍內(nèi),金屬腔體內(nèi)部多次反射的RCS 比其他散射值大,在方位角為75°時(shí),腔體內(nèi)部反射小于近距離處腔體外表面鏡像反射。驗(yàn)證了方位角在0° ～60°( -60° ～0°)范圍內(nèi),腔體內(nèi)部反射為腔體散射的主要部分,而方位角在60° ～90°( -90° ～-60°)范圍內(nèi),腔體外壁散射影響逐漸變大。

圖10 不同方位角的一維距離像Fig.10 One-dimensional range profile at different azimuth angles

對(duì)于涂有吸波材料的腔體,同樣在入射角為0°、43°、59°、75°做一維距離像,如圖11 所示。

由圖11(a)可知,隨著方位角增大,散射距離增加,同時(shí)腔體散射量值逐漸減小。 由圖11(b)可以看出,當(dāng)腔體內(nèi)壁涂有吸波材料時(shí),方位角為59°時(shí)推算的最大散射距離應(yīng)為0.6 m左右,但是其散射量值很低,可以忽略,方位角為75°時(shí),腔體內(nèi)部散射也可以忽略。 由此說(shuō)明,對(duì)于內(nèi)壁吸波材料性能良好的腔體,散射測(cè)量設(shè)備具備2 倍腔體徑向長(zhǎng)度的測(cè)量能力即可準(zhǔn)確測(cè)量腔體散射。 但是,檢驗(yàn)吸波材料性能是否良好也是測(cè)量的目的之一,所以,對(duì)于測(cè)量設(shè)備來(lái)說(shuō),應(yīng)該具備2 ～5 倍腔體徑向長(zhǎng)度的測(cè)量能力,以應(yīng)對(duì)吸波材料性能不好的情況。

圖11 水平極化狀態(tài)下不同方位角的一維距離像Fig.11 One-dimensional range profiles at different azimuth angles under horizontal polarization

3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果及分析

為了驗(yàn)證理論計(jì)算與仿真計(jì)算是否正確, 本節(jié)通過(guò)2 種類型的實(shí)驗(yàn)測(cè)量,分別驗(yàn)證是否應(yīng)以口面尺寸計(jì)算進(jìn)氣道遠(yuǎn)場(chǎng)條件,以及長(zhǎng)度方向滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件的情況下,進(jìn)氣道的散射特性RCS 和散射測(cè)量系統(tǒng)配置的關(guān)系。

實(shí)驗(yàn)所用測(cè)試場(chǎng),一種是北京航空航天大學(xué)2.5 m 靜區(qū)的緊縮場(chǎng),尺寸小于2.5 m 的目標(biāo)在此緊縮場(chǎng)內(nèi)都滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件。 另一種是普通遠(yuǎn)場(chǎng),需計(jì)算遠(yuǎn)場(chǎng)條件,實(shí)際測(cè)量中是在同一個(gè)實(shí)驗(yàn)室直接架設(shè)喇叭天線實(shí)現(xiàn),天線至目標(biāo)距離5 m ＜R＜7 m。

模型設(shè)計(jì)方面,因?yàn)轵?yàn)證的目標(biāo)是腔體散射只與腔體口面場(chǎng)分布有關(guān),與腔體外壁電磁散射無(wú)關(guān)。 因此,設(shè)計(jì)的模型使其口面尺寸滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件,外壁即長(zhǎng)度方向不滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件。 在實(shí)驗(yàn)室天線至目標(biāo)距離5 m ＜R＜7 m,信號(hào)頻率f范圍為5 ～15 GHz,波長(zhǎng)0.02 m ＜λ＜0.06 m 時(shí),目標(biāo)尺寸應(yīng)滿足:

求得D＜0.224 m,0.224 m ＜L＜2.5 m。 據(jù)此結(jié)果,結(jié)合實(shí)際條件,選擇口面尺寸D=0.11 m,長(zhǎng)度L=0. 9 m。 按此尺寸,加工了方形腔體實(shí)驗(yàn)?zāi)Ｐ汀?/p>

3.1 以口面尺寸計(jì)算遠(yuǎn)場(chǎng)條件

為驗(yàn)證以腔體口面尺寸計(jì)算遠(yuǎn)場(chǎng)條件是否合理,在緊縮場(chǎng)和普通遠(yuǎn)場(chǎng)條件下,對(duì)設(shè)計(jì)的腔體目標(biāo)進(jìn)行了頻率為5 GHz 的RCS 測(cè)量。

測(cè)量場(chǎng)景如圖12 所示。 其中圖12(a)為緊縮場(chǎng)條件下進(jìn)行測(cè)量,腔體口面和長(zhǎng)度尺寸均滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件。 圖12(b)為普通遠(yuǎn)場(chǎng)條件下進(jìn)行測(cè)量,腔體口面滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件,而腔體長(zhǎng)度不滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件。

圖12 不同條件下的實(shí)驗(yàn)測(cè)量系統(tǒng)Fig.12 Experimental measurement system under different conditions

2 種條件下的測(cè)量結(jié)果如圖13 所示。 測(cè)試點(diǎn)頻率為5 GHz,測(cè)試目標(biāo)區(qū)長(zhǎng)度為3 m,將待測(cè)目標(biāo)放置在轉(zhuǎn)臺(tái)中央,通過(guò)計(jì)算機(jī)控制轉(zhuǎn)臺(tái)以0.5°為角度間隔轉(zhuǎn)動(dòng)360°( - 180° ～180°),共720 個(gè)角度位置。

從圖13 可知,在方位角90°附近,即電磁波照射腔體模型長(zhǎng)度最大尺寸時(shí),普通遠(yuǎn)場(chǎng)RCS 曲線出現(xiàn)了典型的近場(chǎng)散射特征,與緊縮場(chǎng)測(cè)量結(jié)果有明顯差別。 而在±60°小角度范圍內(nèi),普通遠(yuǎn)場(chǎng)RCS 曲線與緊縮場(chǎng)測(cè)量結(jié)果基本一致。 而該角度范圍內(nèi),散射機(jī)理以腔體散射為主,驗(yàn)證了腔體目標(biāo)散射測(cè)量應(yīng)以腔體口面尺寸計(jì)算遠(yuǎn)場(chǎng)條件的判斷。

圖13 方形腔體水平極化狀態(tài)下緊縮場(chǎng)測(cè)量與普通遠(yuǎn)場(chǎng)結(jié)果比較Fig.13 Comparison of compact field measurement and ordinary far field measurement of square cavity under horizontal polarization state

3.2 滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件情況下測(cè)量系統(tǒng)的配置

目前的主流散射測(cè)試場(chǎng)以緊縮場(chǎng)為主,在此情況下,只要進(jìn)氣道尺寸不超過(guò)緊縮場(chǎng)靜區(qū)尺寸,則進(jìn)氣道口面和長(zhǎng)度都滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件,但這種情況下測(cè)量結(jié)果不一定能真實(shí)反映進(jìn)氣道散射,因?yàn)槌诉h(yuǎn)場(chǎng)條件,RCS 測(cè)量結(jié)果還與測(cè)試系統(tǒng)相關(guān)。 在緊縮場(chǎng)建設(shè)時(shí),測(cè)試系統(tǒng)一般都與緊縮場(chǎng)靜區(qū)尺寸匹配,即2 m 靜區(qū)的緊縮場(chǎng),測(cè)量系統(tǒng)具備2 m 或3 m 目標(biāo)的測(cè)量能力就基本達(dá)到要求。但是根據(jù)第1 節(jié)對(duì)腔體目標(biāo)散射機(jī)理的分析,進(jìn)氣道等腔體類目標(biāo)的散射機(jī)理主要是多次反射。理論推導(dǎo)與仿真驗(yàn)證結(jié)果表明,電磁波在腔體內(nèi)的傳播路徑可達(dá)腔體長(zhǎng)度數(shù)倍。 因此,如果在2 m靜區(qū)的測(cè)試場(chǎng)中測(cè)量長(zhǎng)度2 m 的進(jìn)氣道,而測(cè)量系統(tǒng)僅具備3 m 目標(biāo)的測(cè)量能力,獲得的進(jìn)氣道散射結(jié)果就可能有較大偏差。

在北京航空航天大學(xué)2.5 m 靜區(qū)緊縮場(chǎng)中,對(duì)方形腔體長(zhǎng)度0.9 m 的腔體進(jìn)行了頻率15 GHz的散射測(cè)量。 緊縮場(chǎng)靜區(qū)遠(yuǎn)大于目標(biāo)物理尺寸,滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件。 但是在測(cè)量系統(tǒng)配置上,分別取1.5,2,2. 5,3 m 目標(biāo)區(qū)進(jìn)行RCS 計(jì)算,獲得的RCS 曲線如圖14 所示。

從圖14 可知,取1.5,2,2.5,3 m 目標(biāo)區(qū)進(jìn)行RCS 計(jì)算獲得的結(jié)果方位角在±60°范圍外曲線一致性非常好,這是由于方位角在±60°范圍外,腔體散射主要由腔體外表面散射為主,不存在多次反射。 而在方位角±60°范圍內(nèi),取1.5,2,2.5,3 m目標(biāo)區(qū)進(jìn)行RCS 計(jì)算獲得的結(jié)果差別非常大,可達(dá)10 dB 以上,但是1.5 m 目標(biāo)區(qū)也達(dá)到了腔體物理尺寸的1.5 倍,按照一般目標(biāo)考慮,基本滿足測(cè)量要求。 出現(xiàn)如此大的曲線差別,只能判斷是由腔體多次反射引起電磁波傳播路徑變長(zhǎng)造成。

圖14 頻率15 GHz 方形腔體水平極化狀態(tài)下的RCS 曲線Fig.14 RCS curves of 15 GHz square cavity in horizontal polarization state

為驗(yàn)證該問(wèn)題,對(duì)腔體目標(biāo)進(jìn)行了二維成像診斷,如圖15 所示。 其中測(cè)量頻率范圍為13 ～17 GHz,孔徑角16°。

圖15 方形腔體水平極化狀態(tài)下不同方位角的二維成像Fig.15 Two-dimensional imaging of square cavity with horizontal polarization at different azimuth angles

如圖15 所示,方形腔體在方位角為45°處,其最大散射源位置并不在腔體物理尺寸(圖15中的紅色虛線框處)所在位置,而是出現(xiàn)在腔體幾何中心1.5 m 之后區(qū)域,而該位置處并沒(méi)有實(shí)際目標(biāo)存在,只能是腔體內(nèi)部多次散射引起。 如果測(cè)量系統(tǒng)目標(biāo)區(qū)配置不合理,很可能遺漏這一對(duì)腔體有重要貢獻(xiàn)的散射分量。 方形腔體在方位角為60°處,其最大散射源位置在腔體口面處,這與腔體形狀有關(guān)。 但是在腔體幾何中心1.5 m 之后區(qū)域,仍然有很大的散射源存在。 這說(shuō)明,測(cè)量方位角在±60°范圍內(nèi),當(dāng)取1.5,2,2.5,3 m 目標(biāo)區(qū)對(duì)腔體目標(biāo)進(jìn)行RCS 計(jì)算,結(jié)果會(huì)差別非常大。

圖15 的實(shí)驗(yàn)結(jié)果說(shuō)明,即使在進(jìn)氣道口面和長(zhǎng)度都滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件的情況下,RCS 測(cè)量結(jié)果也未必能真實(shí)反映進(jìn)氣道的散射。 除了滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件,測(cè)量腔體類目標(biāo)散射時(shí),測(cè)試系統(tǒng)還需根據(jù)腔體尺寸進(jìn)行合理配置,根據(jù)仿真計(jì)算,測(cè)試系統(tǒng)應(yīng)具備2 ～5 倍腔體徑向長(zhǎng)度的測(cè)量能力。

4 結(jié) 論

本文以方形腔體為例進(jìn)行分析,研究方法基于電磁場(chǎng)基本規(guī)律,圓形腔體、S 彎進(jìn)氣道等其他腔體同樣遵循這些規(guī)律,只是其他腔體的求解更為復(fù)雜,由方形腔體分析得到的測(cè)量要求也適用于其他腔體。 對(duì)于進(jìn)氣道等腔體類目標(biāo)RCS 測(cè)量,其基本結(jié)論如下:

1) 腔體類目標(biāo)散射測(cè)量用腔體口面尺寸計(jì)算遠(yuǎn)場(chǎng)條件,而不用尺寸更大的徑向長(zhǎng)度。 即長(zhǎng)度5 m,口面尺寸1 m 的進(jìn)氣道,可以在靜區(qū)尺寸1 ～2 m 的緊縮場(chǎng)中測(cè)量,前提是保證旋轉(zhuǎn)過(guò)程中進(jìn)氣道口面在靜區(qū)范圍內(nèi)。

2) 在進(jìn)氣道口面和長(zhǎng)度都滿足遠(yuǎn)場(chǎng)條件的情況下,RCS 測(cè)量結(jié)果也未必能真實(shí)反映進(jìn)氣道的散射,即在腔體實(shí)際物理尺寸之后仍然存在較強(qiáng)散射源。

3) 除了滿足口面遠(yuǎn)場(chǎng)條件,測(cè)量腔體類目標(biāo)散射時(shí),測(cè)試系統(tǒng)應(yīng)具備2 ～5 倍腔體長(zhǎng)度的測(cè)量能力。 即長(zhǎng)度5 m,口面尺寸1 m 的進(jìn)氣道,在5 m靜區(qū)緊縮場(chǎng)中未必能獲得準(zhǔn)確測(cè)量結(jié)果,測(cè)量系統(tǒng)至少要具備測(cè)量大于10 m 尺寸目標(biāo)的能力。