CN105403881A

CN105403881A - 基于大面元模型的引信多普勒频率获取方法

Info

Publication number: CN105403881A
Application number: CN201510927101.8A
Authority: CN
Inventors: 崔燕杰; 陈文强; 贾琦; 张向阳; 郑建平
Original assignee: Beijing Institute of Environmental Features
Current assignee: Beijing Institute of Environmental Features
Priority date: 2015-12-14
Filing date: 2015-12-14
Publication date: 2016-03-16

Abstract

公开了一种基于大面元模型的引信多普勒频率获取方法。本发明通过根据发射天线发射的电磁波波长将目标散射单元的表面划分成面元，能够放宽物理光学计算条件下对目标散射单元表面的划分限制，提高根据本发明的引信多普勒频率获取方法的通用性和结果稳定性；通过将目标散射单元的表面划分成一系列的面元，从而不必经过大量滑轨试验确定散射中心的位置和强度，省时省力，简单高效。

Description

基于大面元模型的引信多普勒频率获取方法

技术领域

本发明涉及引信全数字仿真、引信半实物仿真技术、引信近场目标特性研究技术领域，特别涉及一种基于大面元模型的引信多普勒频率获取方法。

背景技术

以下对本发明的相关技术背景进行说明，但这些说明并不一定构成本发明的现有技术。

现代防空导弹近炸引信广泛采用多普勒体制，该体制引信可获得运动目标的多普勒频率信号，按其频率或幅度来选择目标的特征以确定最理想的启动区。而防空导弹武器系统定型及作战经常受到无线电引信系统不启动或误启动的困扰，引信要确定最佳启动点和启动区，需要获得其与目标中心位置相对应的理想的多普勒频率随目标位置变化曲线。

目前国内外计算弹目交会过程中引信多普勒频率的方法包括基于的目标多点散射模型和面元近场散射模型进行计算。目标多点散射模型的散射点就是目标的多个散射中心，其位置和强度要根据实验测试数据统计得出，所以对于不同目标都要进行大量的实验测试，耗费大量人力、物力。采用目标多点散射模型计算时，认为每个散射中心的位置、散射强度不变，然而在弹目交会状态下，入射场为非平面波，散射场是目标与探测天线相互耦合而形成，目标相对于探测器天线短时间内高速运动，一般情况下，目标处于局部照射，目标散射中心的位置和强度都会变化，所以采用这些方法计算精度往往达不到要求。

发明内容

本发明的目的在于提出一种基于大面元模型的引信多普勒频率获取方法，能够快速获取任意弹目交会状态下的多普勒频率和回波功率，结果稳定性好，此外，根据本发明的方法简单高效，通用性好。

根据本发明的基于大面元模型的引信多普勒频率获取方法，包括：

S1、根据发射天线发射的电磁波波长，将目标散射单元的表面划分成面元；

S2、获取目标散射单元表面每个面元反射的信号的多普勒频率和回波功率，基于所述多普勒频率和所述回波功率确定面元的多普勒频谱；

S3、依据预设的功率阈值和所述多普勒频谱，将所述多普勒频谱中大于所述功率阈值的区域所对应的多普勒频率范围作为引信接收机的引信多普勒频率。

优选地，步骤S1中，按照1/5～1/3个所述电磁波波长，将目标散射单元的表面划分成面元。

优选地，所述面元为三角面元。

优选地，目标散射单元表面第m个面元反射的信号的多普勒频率满足如下关系：

f_{d} = \frac{2 V_{r} \cdot {\hat{r}}_{m}}{c} f_{0}

式中，V_r为弹目相对速度；为从天线的相位中心引向散射单元中心的单位矢量；f₀为发射信号载频频率；c为自由空间光速。

优选地，获取目标散射单元表面每个面元反射的信号的回波功率包括：针对任意一个面元：

获取接收天线接收到的所述面元的散射场；

基于所述散射场确定所述面元在天线负载中产生的电压，并通过Fourie逆变换获取接收天线的时域接收电压；

依据所述接收电压和接收天线的阻抗，确定所述面元反射的信号的回波功率。

优选地，接收天线接收到的第m个面元的散射场E_m为：

E_{m} = \sqrt{\frac{P_{i} D_{i} Z_{0}}{2 π}} U_{i} (f_{n}) f_{i m} ρ_{s m} \frac{\exp (j (k_{n} R_{i m} + φ))}{R_{i m} R_{s m}}

式中，P_i为发射天线发射的电磁波功率；D_i为发射天线的增益；U_i(f_n)为入射脉冲信号的幅度；Z₀为空气的电磁波阻抗，且Z₀＝120πΩ；R_im为第m个面元中心到发射天线相位中心的距离；R_sm为第m个面元中心到接收天线相位中心的距离；f_im为发射天线在第m个面元处的天线方向性函数；ρ_sm为第m个面元的反射系数；φ为散射场的相位特性；j为虚数单位。

优选地，第m个面元在天线负载中产生的电压U_m(f_n)为：

U_{m} (f_{n}) = \sqrt{\frac{P_{i} D_{i} D_{s} Z_{a} c^{2}}{8 π^{2} {f_{n}}^{2}}} f_{i m} f_{s m} ρ_{s m} \frac{\exp ({jkR}_{i m})}{R_{i m} R_{s m}} U_{i} (f_{n}) \exp (j φ)

式中，Z_a为天线阻抗；D_s为接收天线的增益；f_sm为接收天线在第m个面元处的天线方向性函数。

优选地，接收天线接收的第m个面元产生的时域接收电压u_m为：

u_{m} = \frac{1}{N} Σ_{n = 0}^{N - 1} U_{m} (f_{n}) \cdot e^{j 2 π n k / N}

式中，N为时域脉冲信号的采样点数，n为时域脉冲信号的采样点序号。

优选地，第m个面元反射的信号的回波功率P_r为：

P_{r} = \frac{| u_{m} |^{2}}{2 Z_{a}} .

根据本发明的基于大面元模型的引信多普勒频率获取方法，包括：根据发射天线发射的电磁波波长，将目标散射单元的表面划分成面元；获取目标散射单元表面每个面元反射的信号的多普勒频率和回波功率，基于所述多普勒频率和所述回波功率确定面元的多普勒频谱；依据预设的功率阈值和所述多普勒频谱，将所述多普勒频谱中大于所述功率阈值的区域所对应的多普勒频率范围作为引信接收机的引信多普勒频率。本发明通过根据发射天线发射的电磁波波长将目标散射单元的表面划分成面元，能够放宽物理光学计算条件下对目标散射单元表面的划分限制，提高根据本发明的引信多普勒频率获取方法的通用性和结果稳定性；通过将目标散射单元的表面划分成一系列的面元，从而不必经过大量滑轨试验确定散射中心的位置和强度，省时省力，简单高效。

附图说明

通过以下参照附图而提供的具体实施方式部分，本发明的特征和优点将变得更加容易理解，在附图中：

图1是根据本发明的基于大面元模型的引信多普勒频率获取方法的流程图；

图2示出了根据本发明一个实施例得到的某飞机目标的多普勒频谱。

具体实施方式

下面参照附图对本发明的示例性实施方式进行详细描述。对示例性实施方式的描述仅仅是出于示范目的，而绝不是对本发明及其应用或用法的限制。

图1示出了根据本发明的基于大面元模型的引信多普勒频率获取方法的流程图。现有技术中在物理光学计算条件下获取引信多普勒频率时，由于该方法对目标散射单元的划分有一定的限制，使得其适用范围广较小，通用性不好。为了放宽物理光学计算条件下对目标散射单元表面的划分限制，本发明步骤S1中，首先根据发射天线发射的电磁波波长，将目标散射单元的表面划分成面元。

在划分面元时，可以根据目标散射中心表面的几何结构特征以及计算环境和要求进行确定。若面元过大时，根据该划分方式获取的引信多普勒频率的准确性和精确性较差，且不同条件下获得的引信多普勒频率之间的稳定性也不好；若面元过小，则不仅会增加获取引信多普勒频率的繁琐性，还会使得获得的引信多普勒频率和回波功率较小，当获得的每个面元的回波功率均小于预设的功率阈值时，则无法启动无线电引信系统。本发明按照发射天线发射的电磁波波长划分目标散射单元的表面，一方面能够放宽物理光学计算条件下对目标散射单元表面的划分限制，使得在其他条件相同的条件下在此区域内划分计算得到的多普勒频谱带宽范围和幅度高度一致，提高根据本发明的引信多普勒频率获取方法的结果稳定性；另一方面能够省去现有技术中经过大量滑轨试验确定散射中心的位置和强度的步骤，省时省力，简单高效；此外，还能够放宽物理光学计算条件下对目标散射单元表面的划分限制，提高根据本发明的引信多普勒频率获取方法的通用性。根据本发明的优选实施例，按照1/5～1/3个发射天线发射的电磁波波长，将目标散射单元的表面划分成面元。优选地，面元为三角面元。

S2、获取目标散射单元表面每个面元反射的信号的多普勒频率和回波功率，基于所述多普勒频率和所述回波功率确定面元的多普勒频谱。

本发明摒弃目前常用的对同一频率位置处的谱线加权叠加法，而是针对每个面元对应的多普勒频率独立作谱线，同一频率位置处的谱线颜色越深表示处于同一种相对位置的面元数量越多。引信接收机的带宽选择就取谱线颜色较深的区域。根据本发明的方法，能够更直观有效地描述引信多普勒频谱。

f_{d} = \frac{2 V_{r} \cdot {\hat{r}}_{m}}{c} f_{0}

本发明中，可以通过如下方法获取目标散射单元表面每个面元反射的信号的回波功率：针对任意一个面元：

获取接收天线接收到的所述面元的散射场；

优选地，接收天线接收到的第m个面元的散射场E_m为：

E_{m} = \sqrt{\frac{P_{i} D_{i} Z_{0}}{2 π}} U_{i} (f_{n}) f_{i m} ρ_{s m} \frac{\exp (j (k_{n} R_{i m} + φ))}{R_{i m} R_{s m}}

优选地，第m个面元在天线负载中产生的电压U_m(f_n)为：

U_{m} (f_{n}) = \sqrt{\frac{P_{i} D_{i} D_{s} Z_{a} c^{2}}{8 π^{2} {f_{n}}^{2}}} f_{i m} f_{s m} ρ_{s m} \frac{\exp ({jkR}_{i m})}{R_{i m} R_{s m}} U_{i} (f_{n}) \exp (j φ)

u_{m} = \frac{1}{N} Σ_{n = 0}^{N - 1} U_{m} (f_{n}) \cdot e^{j 2 π n k / N}

优选地，第m个面元反射的信号的回波功率P_r为：

P_{r} = \frac{| u_{m} |^{2}}{2 Z_{a}} .

S3、依据预设的功率阈值和所述多普勒频谱，将所述多普勒频谱中大于所述功率阈值的区域所对应的多普勒频率范围作为引信接收机的引信多普勒频率。图2示出了根据本发明的一个实施例得到的某飞机目标的多普勒频谱，其中，弹目相对速度V_r＝800m/s。从图2可以看出在给定功率阈值情况下的多普勒频率宽度，例如，如果取功率阈值为-120dbmw，则接收机带宽应该设计为涵盖16KHz～40KHz的频率范围。功率阈值的大小可以根据实际测试环境和测试要求进行确定，本发明对此不作具体限定。

与现有技术相比，本发明能够放宽物理光学计算条件下对目标散射单元表面的划分限制，通用性和结果稳定性好，且省时省力、简单高效。

虽然参照示例性实施方式对本发明进行了描述，但是应当理解，本发明并不局限于文中详细描述和示出的具体实施方式，在不偏离权利要求书所限定的范围的情况下，本领域技术人员可以对所述示例性实施方式做出各种改变。

Claims

1.一种基于大面元模型的引信多普勒频率获取方法，其特征在于包括：

2.如权利要求1所述的引信多普勒频率获取方法，其中，步骤S1中，按照1/5～1/3个所述电磁波波长，将目标散射单元的表面划分成面元。

3.如权利要求2所述的引信多普勒频率获取方法，其中，所述面元为三角面元。

4.如权利要求3所述的引信多普勒频率获取方法，其中，目标散射单元表面第m个面元反射的信号的多普勒频率满足如下关系：

f_{d} = \frac{2 V_{r} \cdot {\hat{r}}_{m}}{c} f_{0}

5.如权利要求4所述的引信多普勒频率获取方法，其中，获取目标散射单元表面每个面元反射的信号的回波功率包括：针对任意一个面元：

获取接收天线接收到的所述面元的散射场；

6.如权利要求5所述的引信多普勒频率获取方法，其中，接收天线接收到的第m个面元的散射场E_m为：

E_{m} = \sqrt{\frac{P_{i} D_{i} Z_{0}}{2 π}} U_{i} (f_{n}) f_{i m} ρ_{s m} \frac{\exp (j (k_{n} R_{i m} + φ))}{R_{i m} R_{s m}}

7.如权利要求6所述的引信多普勒频率获取方法，其中，第m个面元在天线负载中产生的电压U_m(f_n)为：

U_{m} (f_{n}) = \sqrt{\frac{P_{i} D_{i} D_{s} Z_{a} c^{2}}{2 π^{2} {f_{n}}^{2}}} f_{i m} f_{s m} ρ_{s m} \frac{\exp ({jkR}_{i m})}{R_{i m} R_{s m}} U_{i} (f_{n}) \exp (j φ)

8.如权利要求7所述的引信多普勒频率获取方法，其中，接收天线接收的第m个面元产生的时域接收电压u_m为：

u_{m} = \frac{1}{N} Σ_{n = 0}^{N - 1} U_{m} (f_{n}) \cdot e^{j 2 π n k / N}

9.如权利要求8所述的引信多普勒频率获取方法，其中，第m个面元反射的信号的回波功率P_r为：

P_{r} = \frac{| u_{m} |^{2}}{2 Z_{a}} .