发明内容
本发明的目的在于,提出一种双各向同性媒质物体的雷达散射截面获取方法。目前,针对双各向同性媒质的雷达散射截面的获取方法主要集中在频域,时域方法比较少,而且已有的按时间步进的时域方法会出现晚时震荡,本发明针对这些情况,提出了一种按照拉盖尔函数阶数步进的计算双各向同性媒质物体的雷达散射截面的时域积分方法。本发明获得瞬态电流,散射场和雷达散射截面同解析分析方法的结果一致。
本发明的目的通过如下方法实现:
步骤(1)均匀双各向同性媒质物体在均匀背景介质中,背景介质的介电常数为ε1,磁导率为μ1,均匀双各向同性媒质物体的介电常数为ε2,磁导率为μ2;电磁波从背景介质中入射,被均匀双各向同性媒质物体散射;根据均匀双各向同性媒质物体的几何尺寸及其空间位置信息,建立双各向同性媒质物体的几何模型,应用矩量法的三角形表面剖分方法,将其表面剖分为无缝连接的多个三角形面元,表面剖分的精细度由精度要求和计算能力决定。
步骤(2)均匀双各向同性媒质物体表面的面电源矢量函数
和面磁源矢量函数
的空间域基函数采用RWG基函数:
e
n(t)和h
n(t)是时间系数,N是均匀双各向同性媒质物体表面进行三角形剖分之后的公共边数,
是RWG基函数;时间域的基函数采用φ
j(st)=e
-st/2L
j(st):
Lj(st)是带有幅度因子s的j阶拉盖尔函数,M是时间基函数的最大阶数,en,j是电源矢量系数,hn,j是磁源矢量系数。
步骤(3)在均匀双各向同性媒质物体内部电磁场分解为左旋极化波场与右旋极化波场:
其中,
和
分别是均匀双各向同性媒质物体内部电磁场的电场分量和磁场分量,
和
分别是双各向同性媒质内部的右旋极化波场的电场分量和磁场分量;
和
分别是双各向同性媒质内部的左旋极化波场的电场分量和磁场分量;根据电磁场边界条件,在双各向同性媒质物体表面S上的切向电磁场连续,得到边界积分方程
其中,
和
分别是入射电磁波的电场分量和磁场分量;
和
分别是散射场的电场分量和磁场分量;|
tan表示场量取沿散射体表面S的切向方向的分量;对边界积分方程应用伽略金方法,得到2N×2N维的矩阵方程,求解矩阵方程,得到e
n,j和h
n,j;进一步得到面电源矢量函数
和面磁源矢量函数
步骤(4)根据等效原理,由面电源矢量函数
和面磁源矢量函数
得到观察点的电磁散射,再应用傅里叶变换得到雷达散射截面。
本发明方法主要是均匀双各向同性媒质物体的雷达散射截面获取方法;进一步,对上述方法步骤中的相关内容说明如下:
上述方法中的面电源矢量函数
面磁源矢量函数
与等效面电流
等效面磁流
有如下关系:
根据电磁场等效原理,电磁散射的电场分量
和磁场分量
与面电源
和面磁源
满足如下关系:
其中,η
1是
背景介质的波阻抗;L与K为两个积分微分的算符,算符L表示对算符内的被作用量做如下处理:
算符K表示对算符内的被作用量做如下处理:
其中
是被作用量,
是观察点的位置,
是源的位置,
τ=t-R/c
1表示延迟时间,
是电磁波在传播速度,ε
1是
背景介质的介电常数,μ
1是
背景介质的磁导率;
是观察点的表面法向量;面S
0表示从面S中除去奇异点
的面。
上述方法中的均匀双各向同性媒质的本构关系是:
其中
是位移电流,
是电场强度,
是磁场强度,
是磁感应强度;ε
2是双各向同性媒质的介电常数,μ
2是双各向同性媒质的磁导率,χ
r是特勒根(Tellegen)参数,κ
r是帕斯特(Pasteur)参数,j是虚数单位。在均匀均匀双各向同性媒质物体内电磁场分解为左旋极化波场与右旋极化波场[2],左旋极化波场与右旋极化波场相互独立,同时都满足麦克斯韦方程组,有各自的介电常数,磁导率和波阻抗;均匀双各向同性媒质内的右旋极化波场的介电常数为ε
+=ε
2(α+κ
r)v
+,磁导率为μ
+=μ
2(α+κ
r)v
-,波阻抗为
左旋极化波场的介电常数为ε
-=ε
2(α+κ
r)v
-,磁导率为μ
-=μ
2(α+κ
r)v
+,波阻抗为
其它参数为v
+=α+jχ
r,v
-=α-jχ
r;
面电源矢量函数和面磁源矢量函数可以分解为右旋极化面电源矢量函数
右旋极化面磁源矢量函数
和左旋极化面电源矢量函数
左旋极化面磁源矢量函数
均匀双各向同性媒质物体内的右旋极化波场的电场分量
磁场分量
与右旋极化面电源矢量函数
右旋极化面磁源矢量函数
满足如下关系:
其中,η
+表示右旋极化波场的波阻抗,L
+与K
+表示右旋极化波场的两个积分微分算符;均匀双各向同性媒质物体内的左旋极化波场的电场分量
磁场分量
与左旋极化面电源函数
左旋极化面磁源函数
满足如下关系:
其中,η-表示左旋极化波场的波阻抗,L-与K-表示左旋极化波场的两个积分微分算符;
算符L+、算符K+、算符L-、算符K-的表达式如下:
上述方法,步骤(3)中的边界积分方程是指,在双各向同性媒质物体表面上应用PMCHWT公式得到的边界积分方程;对边界方程应用伽略金方法主要包括对算法L与算符K的空间检验与时间检验,即与空间基函数
(n=0,1,2...N)和时间基函数φ
j(st)(j=0,1,2...M)做内积,得到如下计算结果:
内积
是空间检验,表示与
相乘并在三角形
内做面积分;内积<φ
i(st),>是时间检验,表示与φ
i(st)相乘并对时间做积分;对散射体表面剖分的任意两个三角形做面积分时,它们之间的距离默认是固定不变的,因此时间延迟可以表示为
表示三角形
的中心和三角形
的中心之间距离;上标p,q取值为+或,用于区分三角形网格剖分中有公共边的两个不同三角形面元;下标V取值为+或,表示与双各向同性媒质中的右旋极化波场或左旋极化波场有关,
时间积分项
等于(Y.S.Chung,T.K.Sarkar,B.H.Jung,and Z.Ji,“Solutionof time domain electric field integral equation using the laguerrepolynomials,”IEEE Trans.Antennas Propogat.,vol.52,no.9,pp.2319-2328,Sept.2004)
表示沿
方向的单位矢量;上述
和
是二重积分,在
的地方,所有的积分是正常积分,可以直接进行数值求解;当观察点与源点重合
时,可以采用解析公式去除空间奇异点;由于PMCHWT公式自动抵消,
项在整个求解过程中不需要求解。
上述方法中,步骤(3)中的矩阵方程是指
矩阵方程左边元素:
矩阵方程右边元素:
其中,
表示对入射波源的电场分量做内积,
表示对对入射波源的磁场场分量做内积,即
其它元素为:
上述方法,步骤(3)中的中矩阵方程按照拉盖尔函数的阶数i步进求解未知系数e
n,j和h
n,j;初始i=0,
和
都等于0,求出e
n,j和h
n,j(j=0,n=0,1,2,..N);由于
和
的值只与e
n,j和h
n,j(j<i,n=0,1,2,...N)有关,对i进行递推,逐步求出所有e
n,j和h
n,j(n=0,1,2,...N;j=0,1,2,...M);为了提高计算效率,求解矩阵方程之前,可以先对系数矩阵进行LU分解,并将分解后的矩阵存储;将所有的空间积分项与时间积分项
相乘,并将结果存储;在递推求解矩阵方程时,直接调用已经计算好的存储值,从而节省计算时间。本算法的矩阵填充过程复杂度为O(12MN
2),迭代处理的复杂度为O(M
3N
2)。
上述方法,步骤(4)求出双各向同性媒质物体在观察点处得散射场的电场分量
变化到极坐标下的表达式为
θ
s表示观察的θ角,
表示观察点的
角;入射场
是已知量;由此可以得到观察点的主极化双站雷达散射截面
和交叉极化双站雷达散射截面
其中F[·]表示傅里叶变换。
相对于现有技术,本发明具有如下优点:
1、获得均匀双各向同性媒质物体的宽频域雷达散射截面。目前,已有技术多采用频域方法获得双各向同性媒质物体的散射场,然而使用频域方法一次只能得到一个频点的响应,要获得宽频域响应,需要多次使用;本发明采用时域方法获得双各向同性媒质物体的散射场,只需使用一次就可以获得的宽频域的雷达散射截面。
2、获得的均匀双各向同性媒质物体的散射场在时间后期是稳定的。一般的按时间步进的时域方法,在时间后期会出现不稳定的高频振荡;本发明采用按拉盖尔函数阶数步进的时域方法,在时间后期,散射场也是稳定的。
3、可以获取任意形状的均匀双各向同性媒质物体的雷达散射截面;电磁理论只能解决规则形状的双各向同性媒质物体的电磁散射问题,本发明提出的方法克服了电磁理论适用的局限性,本发明提出的方法可以用于获取任意形状的均匀双各向同性媒质物体的电磁散射特性,通用性强。