close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Определение поля и характеристик рассеяния радиолокационных объектов в сверхширокополосном и монохроматическом случаях на основе планарных измерений.

код для вставкиСкачать
НАУЧНЫЙ ВЕСТНИК МГТУ ГА
2012
№ 186
УДК 396.96.6
ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПОЛЯ И ХАРАКТЕРИСТИК РАССЕЯНИЯ
РАДИОЛОКАЦИОННЫХ ОБЪЕКТОВ В СВЕРХШИРОКОПОЛОСНОМ
И МОНОХРОМАТИЧЕСКОМ СЛУЧАЯХ НА ОСНОВЕ ПЛАНАРНЫХ
ИЗМЕРЕНИЙ
В.С. КАЛАШНИКОВ, А.В. КИРПАНЕВ, А.И. КОЗЛОВ, Е.Е. НЕЧАЕВ,
С.В. ВАСЕНДИН, М.Ю. ПОНОМАРЕВ
По заказу главной редакции
В статье приведены методы определения поля и характеристик рассеяния на основе планарных измерений
суммарного поля, обусловленного облучающим зондом и рассеиваемым объектом. С помощью измерения на двух
плоских поверхностях определяется амплитудный спектр рассеянного поля. Определяются компоненты обобщенной матрицы рассеяния для случая, когда облучающее поле обладает линейной поляризацией.
Ключевые слова: электромагнитное поле, вторичное поле, эффективная площадь рассеяния, матрица рассеяния, планарные измерения, передающий зонд, приемный зонд, поляризация.
Эффективная площадь рассеяния (ЭПР) является, как известно, одной из основных радиолокационных характеристик, от которой зависит дальность обнаружения целей, эффективность
их сопровождения и наведения на цель. Еще более информативной характеристикой является
обобщенная матрица рассеяния, характеризующая также явление деполяризации поля [1]. В
общем случае для определения ЭПР исследуемого объекта (ИО) необходимо знать рассеянное
им электромагнитное поле (ЭМП). Падающее на ИО ЭМП, как правило, считается известным.
Обычно ИО по отношению к передатчику и приемнику находится в дальней зоне, т.е. падающее
ЭМП представляет собой плоскую волну определенной поляризации. Для реальных ИО в СВЧ
диапазоне дальняя зона может располагаться на 50, 100 и более метров, что делает затруднительным организацию измерений в закрытых помещениях.
В закрытых экранированных помещениях (компактных полигонах) наибольшее распространение получили методы определения характеристик рассеяния с помощью коллиматорных
измерений [2]. Применение коллиматорного метода дает возможность непосредственно определять ЭПР ИО по результатам измерений, а также исследовать характер отраженных от объектов сигналов во временной области. Однако коллиматор позволяет определять только моностатические характеристики рассеяния ИО, а в некоторых случаях, для решения задач распознавания целей, необходимо знать бистатические характеристики рассеяния ИО. Кроме того, в
большинстве случаев, коллиматор представляет собой зеркальную антенну с вынесенным облучателем, что приводит к принципиальной невозможности создания идеального плоского фронта
в зоне размещения ИО. Диаграмма направленности сверхширокополосного облучателя на некоторых частотных областях может существенно отличаться от “столообразной”, что также негативно влияет на равномерность амплитудного распределения в рабочей области коллиматора.
Полные характеристики рассеяния ИО могут быть определены на основе амплифазометрических измерений в ближней зоне. Изложение общих принципов определения характеристик
рассеяния по измерениям в ближней зоне можно найти в [3; 4].
Рассмотрим случай, когда ИО размещается на двухкоординатном поворотном столе, облучается неподвижной антенной, а результирующее поле измеряется на двух плоских поверхностях в области между облучающей антенной и ИО. Первичное поле, падающее на ИО, обладает
линейной поляризацией, причем плоскость поляризации перпендикулярна вертикальной стойке
сканера, перемещающей приемный зонд. Конструкция стойки и крепления зонда должны обес-
8
В.С. Калашников, А.В. Кирпанев, А.И. Козлов, Е.Е. Нечаев, С.В. Васендин, М.Ю. Пономарев
печить минимальное затенение первичного поля. Предполагается, что в качестве зонда используется антенна, близкая по своим свойствам к электрическому диполю. В обобщенном виде подобная схема измерения приведена на рис. 1, где обозначены: ИО – исследуемый объект; 1 –
поворотный стол; 2 – радиопоглощающий материал; ИЗ – излучающий зонд; ПЗ – приемный
зонд; Г – генератор; ПУ – приемное устройство. Поворачивая ИО на двухкоординатном поворотном столе и для каждого положения ИО проводя серию планарных измерений, можно приближенно определить независимые компоненты матрицы рассеяния.
Рис. 1. Обобщенная схема измерения
~r
~ r
~ r
Направление падения фронта поля на ИО можно определить вектором k τ 0 = k x 0 e x + k y 0 e y ,
~
~
где k x 0 = sin ϑ0 cos ϕ 0 , k y 0 = sin ϑ0 sin ϕ 0 . Применяя принцип суперпозиции однородных пло-
ских волн [5], рассеянное ИО электрическое поле в сверхширокополосной интерпретации можно определить следующим образом
1 1 r ~
~r r
r
rs r
~ ~
2
E ( r , t ) = k ∫ ∫ ∫ B ( kτ′, ω ) e − jk k τ′ r e iω t d k x′d k y′d ω ,
(1)
ω
−1 −1
r
r
r
r
где r = xe x + ye y + ze z − радиус-вектор в системе координат OXYZ, связанной с ИО; t – время;
~r
~r
~ r ~
~
ω
k = ; ω - круговая частота; c – скорость света; k τ′ = k x′ e x + k y′ e y ; k x′ и k y′ − направляющие коc
синусы однородных плоских волн рассеянного поля (нормированные к k пространственные
r ~r
частоты); B( kτ′, ω) − векторный амплитудный спектр однородных плоских волн рассеянного
r
поля. Так как в свободной среде divE = 0 , то справедливо равенство
~r
~r
~r
~
~
~
k x′Bx (kτ′, ω ) + k y′B y (kτ′, ω ) + k z′Bz (kτ′, ω ) = 0 .
(2)
Из (2) следует, что только две из трех компонент векторного амплитудного спектра однородных плоских волн полностью определяют рассеянное ИО поле. Учитывая последнее и используя принцип стационарной фазы [5], независимые составляющие спектра можно определить следующими равенствами
Определение поля и характеристик рассеяния радиолокационных объектов …
~r

(
B
k
x
τ′ , ω) =


~r
 B y ( k τ′ , ω) =

~r
~r ~r
~r
2 π ~ 2 − jkr x ~r ~r
( S x (k τ′ , k τ 0 , ω) Ax ( k τ 0 , ω) + S yx ( k τ′ , k τ 0 , ω) Ay ( k τ 0 , ω)),
k z0 k e
r
~r
~r ~r
~r
2 π ~ 2 − jkr y ~r ~r
j k z0 k e
( S x ( k τ′ , k τ 0 , ω) Ax ( k τ 0 , ω) + S yy ( k τ′ , k τ 0 , ω) Ay ( k τ 0 , ω)),
r
9
j
(3)
~r
~r
где r − расстояние между ИО и ИЗ (рис. 1); Ax (k τ 0 , ω) и Ay (k τ 0 , ω) − независимые компонен-
ты векторного амплитудного спектра однородных плоских волн падающего на ИО поля;
~r ~r
~r ~r
~r ~r
~r ~r
S xx (k τ′ , k τ 0 , ω), S yx (k τ′ , k τ 0 , ω), S xy ( k τ′ , k τ 0 , ω), S yy ( k τ′ , k τ 0 , ω) − искомые компоненты матрицы рассеяния.
Для определения составляющих матрицы рассеяния необходимо выполнить планарные измерения составляющих напряженности электрического поля (рис. 1) для двух взаимноортогональ~r
ных положений ИЗ “(1)” и “(2)” при заданном k τ′0 , соответствующим углам поворота ϑ0 и ϕ0 .
Рассмотрим один из методов, позволяющих учесть влияние первичного поля при проведении измерений с помощью зонда, имеющего широкую ДН. Предположим, что зонд по своим
направленным свойствам близок к электрическому диполю. В этом случае необходимо использовать методику, позволяющую по планарным измерениям суммарного поля, выделить вторичное поле (рассеянного ИО) на фоне первичного (поля ИЗ) [6]. Применение этой методики с учетом свойств линейной поляризации ИЗ позволяет получить для элементов матрицы рассеяния
 S x S xy 
 , следующие значения
Si j ( i = x, y; j = x, y ), имеющей в общем случае вид S Σ =  xx
 S y S yy 


~r ~r
~r
~r ~r
 S x (k ′ , k , ω) = Ω(k , ω) J (1) ( k ′ , k , ω)
x
τ
τ
τ
x
τ τ0
0
0

r
r
r
r
~
~
~
~
~r
 y
(1)
′
′
S
(
k
,
k
,
ω
)
=
Ω
(
k
,
ω
)
J
(
k
,
k
x
τ
τ
τ
y
τ
τ 0 , ω)

0
0

~r ~r
~r
~r ~r
 S yx (k τ′ , k τ , ω) = Ω(k τ , ω) J x( 2) ( k τ′ , k τ , ω)
0
0
0

r
r
r
r
r
~
~
~
~
~
 S y ( k ′ , k , ω) = Ω( k , ω) J ( 2 ) ( k ′ , k , ω)
τ0
y
τ τ0
 y τ τ0
~r
где Ω( k τ 0 ) =
~r
Ax(1) ( k τ 0 , ω) ,
~r
Ax(1) (k τ 0 , ω) ,
~r
A(y2) ( k τ 0 , ω)
~r
A(y2 ) ( k τ 0 , ω) ,
(4)
re jkr
~ ,
j 2 πk 4 k z 0
~
~
~r ~r
~r ~r
~r ~r
 J (1) ( k ′ , k , ω) = (e − jkk z′ z 01 I (1) (k ′ , k , ω, z ) − e − jkk z′ z 02 I (1) ( k ′ , k , ω, z )) ∆ ′ ,
x
τ
τ
x
τ
τ
02
x
τ τ0
01
0
0

~
~
~
~
~
~
~
~
r
r
r
r
r
r
 (1)
′
− jkk z′ z 01 (1)
I y (k τ′ , k τ 0 , ω, z02 ) − e − jkk z z 02 I (y1) ( k τ′ , k τ 0 , ω, z 01 )) ∆ ′ ,
 J y ( k τ′ , k τ 0 , ω) = (e

~
~
~r ~r
~r ~r
~r ~r
 J x( 2 ) (k τ′ , k τ , ω) = ( e − jkk z′ z 01 I x( 2 ) ( k τ′ , k τ , ω, z02 ) − e − jkk z′ z 02 I x( 2 ) ( k τ′ , k τ , ω, z01 )) ∆ ′ ,
0
0
0

~
~
~
r
~
r
~
r
~
r
~
r
~
r
 J ( 2 ) (k ′ , k , ω) = ( e − jkk z′ z 01 I ( 2 ) ( k ′ , k , ω, z ) − e − jkk z′ z 02 I ( 2 ) ( k ′ , k , ω, z )) ∆ ′ .
τ τ0
y
τ τ0
02
y
τ τ0
01
 y
~r ~r
1
I x(1) ( k τ′ , k τ 0 , ω, z01, ( 02 ) ) =
2π
T
2 x max y max
∫ ∫ ∫
−
T x min y min
2
~
~
~r
jkk ′ x + jkk y′ y − jω t
E xΣ, (1) ( x, y , z01, ( 02 ) , t , k τ 0 )e x
e
dxdydt ,
(5)
(6а)
10
В.С. Калашников, А.В. Кирпанев, А.И. Козлов, Е.Е. Нечаев, С.В. Васендин, М.Ю. Пономарев
~r ~r
1
I (y1) ( k τ′ , k τ 0 , ω, z01, ( 02) ) =
2π
~r ~r
1
I x( 2 ) ( k τ′ , k τ 0 , ω, z01, ( 02 ) ) =
2π
~r ~r
I (y2) (k τ′ , k τ 0 , ω, z01, ( 02) )
1
=
2π
T
2 x max y max
∫ ∫ ∫
T x min y min
2
T
2 x max y max
~
~
~r
jkk ′ x + jkk y′ y − jω t
E Σy , (1) ( x, y , z01, ( 02) , t , k τ 0 )e x
e
dxdydt,
(6б)
~
~
~r
jkk ′ x + jkk y′ y − jω t
E xΣ, ( 2 ) ( x, y , z01, ( 02 ) , t , k τ 0 )e x
e
dxdydt ,
(6в)
−
∫ ∫ ∫
−
T x min y min
2
T
2 x max y max
∫ ∫ ∫
−
~r
E Σy , ( 2) ( x, y, z 01, ( 02) , t , k τ 0
)e
~
~
jkk x′ x + jkk y′ y − jω t
e
dxdydt.
(6г)
T x min y min
2
ωmax
ω
~
~
~
~
sin( max k z′ ( z01 − z02 )) , k z′ = 1 − k x′ 2 − k y′ 2 , ωmax - наибольшая частота рассматриπc
c
ваемого спектра, T - период обработки, который, как правило, равен длительности “окна” ПЗ.
В подынтегральных выражениях системы (6) составляющие E xΣ, y ( x, y, z 01 ) и E xΣ, y ( x, y, z 02 )
∆′ = j
измеряются соответственно на плоскостях z01 и z02 (рис. 1). При этом z02 − z04 = λmin 4 , λ min длина волны, соответствующая ωmax . Таким образом, для каждого положения ИО, определяе~r
мого ϑ0 и ϕ0 ( kτ′0 ), необходимо выполнять 4 серии измерений (по 2 на плоскостях z01 и z02).
Угловой сектор α , в котором при заданных ϑ0 и ϕ0 определяются компоненты матрицы рассеяния, определяется равенством
L−D
α = arctg
,
(7)
2 z0
где L − размер стороны плоскости измерения; D − наибольший линейный размер ИО, перпендикулярный направлению прихода волнового фронта поля ИЗ; z 0 − расстояние от ПЗ до ИО.
Таким образом, предлагаемая методика позволяет определить как моно-, так и бистатические характеристики рассеяния. Вместе с тем, так как необходимо выполнение условия
2D 2
r≤
, то применение метода возможно только для малогабаритных ИО, наибольший лиλ min
нейный размер D которых не превышает 10λmin. Для крупногабаритных ИО (D >10λmin) необходимо обеспечить облучение ИО плоским фронтом, создаваемым, например, зеркальным коллиматором. В этом случае, проводя планарные измерения в области пространства между коллиматором и ИО и используя изложенную выше методику, можно также определять как моно-, так и
бистатические характеристики рассеяния. Однако в этом случае вертикальное перемещение
зонда сканером должно быть реализовано таким образом, чтобы удавалось избежать существенных искажений поля коллиматора.
Рассмотрим далее монохроматический случай, когда используются два зонда, обладающих
возможностью независимого перемещения по плоской поверхности в области ближней зоны
ИО (рис. 2). Обобщенная схема такого сканера показана на рис. 2. Математические основы такого способа определения характеристик рассеяния изложены в [3]. Ниже приведены соотношения для случая планарного зондирования и с учетом влияния на приемный зонд поля передающего зонда.
Примем следующие условия: направленные свойства приемного зонда не учитываются, т.к.
предполагается, что в качестве зонда используется электрический диполь; зонд, работающий на
Определение поля и характеристик рассеяния радиолокационных объектов …
11
прием, измеряет результирующее поле, обусловленное рассеянным полем ИО и падающим на
ИО полем передающего зонда; направленные свойства передающего зонда считаются известными. С передающим зондом связана правая система координат. На рис. 2 обозначено: (x0,y0) –
координаты приемного зонда в системе координат OXYZ, связанной с ИО; (x1,y1) – координаты
передающего зонда в системе OXYZ. В системе координат, связанной с ИО, напряженность
электрического поля, измеряемого зондом, определяется равенством
y′
ИЗ
z′
y
x′ (x ,
1
y)
И
z
z1
x
z0
Г
z0
П
П
У
(x0,
y)
Рис. 2. Обобщенная схема двухзондового сканера
1 1
r r
r
E = Es + E p = k2
∫∫
~
~
~
r ~r
− jkk x′ x − jkk y′ y − jkk z′ z ~ ~
B s (kτ′ , x1 , y1 )e
dk x′ dk ′y +
∫∫
r ~r
~
~
~
ˆA( k ′ , x , y )e − jkk x′ x − jkk y′ y − jkk z′ z dk~ ′ dk~′ ,
τ 1 1
x y
−1 −1
1 1
+ k2
(8)
−1−1
~
~
 B s (1) (k~r ′ , rr ) = (e − jkk z′ z01 I (1) (k~r , rr, z ) − e − jkk z′ z02 I ( 2) (k~r , rr, z )) / ∆ ′,
τ
τ
τ
x
x
01
02
 x

~
~
~
~
~
r
r
r
r
r
r
 B ys (1) (kτ′ , r ) = (e − jkk z′ z01 I (y1) (kτ , r , z 02 ) − e − jkk z′ z02 I (y2) (kτ , r , z 01 )) / ∆ ′,

где
~r
r
I x(1) ( k τ′ , r1 , z01( 02) )
x max y max
=
∫ ∫
x min y min
x max y max
~r
r
I (y1) ( k τ′ , r1 , z01( 02) )
=
∫ ∫
(9)
~
~
r r
jkk ′ x + jkk y′ y 0
E x(1) ( r0 , r1 , z01( 02) )e x 0
dx0 dy0 .
(10а)
~
~
jkk x′ x 0 + jkk y′ y 0
(1) r r
E y ( r0 , r1 , z01( 02) )e
dx0 dy0 .
(10б)
~
~
jkk x′ x 0 + jkk y′ y 0
(2) r r
E x ( r0 , r1 , z01( 02) )e
dx0 dy 0 .
(10в)
x min y min
~r
r
I x( 2 ) ( k τ′ , r1 , z01( 02) )
x max y max
=
∫ ∫
x min y min
~r
r
I (y2 ) ( k τ′ , r1 , z01( 02) )
x max y max
=
∫ ∫
~
~
jkk x′ x 0 + jkk y′ y 0
(2) r r
E y ( r0 , r1 , z01( 02) )e
dx0 dy 0 .
x min y min
~r ~ r ~ r r
r
r r
r
r
kτ′ = k x′ e x + k y′ e y , r0 = x0 e x + y0 e y , r1 = x1e x + y1e y .
(10г)
12
В.С. Калашников, А.В. Кирпанев, А.И. Козлов, Е.Е. Нечаев, С.В. Васендин, М.Ю. Пономарев
Амплитудный спектр однородных плоских волн рассеянного ИО поля зависит от искомой
матрицы рассеяния и амплитудного спектра падающего на ИО поля и определяется для положений “(1)”-“(2)” ИЗ следующими системами
1 1

~r
~r ~r
~r r
~r ~r
~r r ~ ~
 B (1) (k ′ , rr ) = k 2
( S xx (kτ′ , kτ ) Aˆ x(1) (kτ , r1 ) + S yx (kτ′ , kτ ) Aˆ (y1) (kτ , r1 )dk x dk y ,
τ
x
1


−1−1

1 1

~r
~r ~r
~r r
~r ~r
~r r ~ ~
( 2) ′ r
2
 B x (kτ , r1 ) = k
( S xx (kτ′ , kτ ) Aˆ x( 2) (kτ , r1 ) + S yx (kτ′ , kτ ) Aˆ y( 2) (kτ , r1 )dk x dk y ,

−1−1

(11)
1 1
~r ~r (1) ~r r
~r ~r (1) ~r r ~ ~
 (1) ~r r
2
y
y
 By (kτ′, r1 ) = k ∫ ∫ ( S x (kτ′, kτ ) Aˆ x (kτ , r1 ) + S y (kτ′, kτ ) Aˆ y (kτ , r1 )dk x dk y ,

−1 −1

1 1
 B ( 2) (k~r ′, rr ) = k 2 ( S y (k~r ′, k~r ) Aˆ ( 2 ) (k~r , rr ) + S y (k~r ′, k~r ) Aˆ ( 2) (k~r , rr )dk~ dk~ .
∫∫ x τ τ x τ 1 y τ τ y τ 1 x y
 y τ 1
−1 −1

(12)
∫∫
∫∫
r ~r
r
r ~r
~
~
~
− jkk x − jkk y + jkk z
r ~r
x 1
y 1
z 1
Подставляя в (11)-(12) Aˆ (kτ , r1 ) = A(kτ )e
, где A(kτ ) - амплитудный спектр
однородных плоских волн ИЗ и применяя двумерное преобразование Фурье, получим следующие
системы
~ ~
~
~ ~
~
~ ~
 S x (kr ′ , kr ) A (1) (kr ) + S x (kr ′ , kr ) A (1) (kr ) = J (1) (kr ′ , kr ),
y τ τ
y
x
τ
τ τ
 x τ τ x τ

~
~
~
~
~
~
~r ~r
r
r
r
r
r
r
 S xx (kτ′ , kτ ) Ax( 2) (kτ ) + S yx (kτ′ , kτ ) A (y2) (kτ ) = J x( 2) (kτ′ , kτ ),

(13)
~ ~
~
~ ~
~
~ ~
 S y (kr ′ , kr ) A (1) (kr ) + S y (kr ′ , kr ) A (1) (kr ) = J (1) (kr ′ , kr ),
x
x
y
y
y
τ
τ
τ
τ
τ
τ
τ τ


~
~
~
~
~
~
~r ~r
r
r
r
r
r
r
 S xy (kτ′ , kτ ) Ax( 2) (kτ ) + S yy (kτ′ , kτ ) A (y2) (kτ ) = J (y2) (kτ′ , kτ ),

(14)
~
где
~r ~r
e − jkk z z1
J x(1) (k τ′ , k τ ) =
4k 2 π 2
~
~r ~r
e − jkk z z1
J x( 2 ) ( k τ′ , k τ ) =
4k 2 π 2
~
~r ~r
e − jkk z z1
J (y1) (k τ′ , k τ ) =
4k 2 π 2
~r ~r
J (y2 ) ( k τ′ , k τ )
~
=
e − jkk z z1
4k 2 π 2
x max y max
∫ ∫
~r r jkk~ x + jkk~y y1
B x(1) ( k τ′ , r1 )e x 1
dx1dy1.
(15а)
~r r jkk~ x + jkk~y y1
B x( 2 ) ( k τ′ , r1 )e x 1
dx1dy1.
(15б)
~r r jkk~ x + jkk~y y1
B (y1) ( k τ′ , r1 )e x 1
dx1dy1.
(15в)
x min y min
x max y max
∫ ∫
x min y min
x max y max
∫ ∫
x min y min
x max y max
∫ ∫
x min y min
~r r jkk~ x + jkk~y y1
B (y2 ) ( k τ′ , r1 )e x 1
dx1dy1.
(15г)
Определение поля и характеристик рассеяния радиолокационных объектов …
Из систем (13)-(14) определяются независимые компоненты матрицы рассеяния
~r ~r
~r ~r
~r
~r ~r
~r
S xx (kτ′, kτ ) = ( J x(1) (kτ′, kτ ) Ay( 2 ) (kτ ) − J x( 2) (kτ′, kτ ) Ay(1) (kτ )) / ∆
~r
13
(16а)
~r ~r
~r ~r
~r
~r ~r
~r
S yx (kτ′, kτ ) = ( J x( 2 ) (kτ′, kτ ) Ax( 2 ) (kτ ) − J x( 2 ) (kτ′, kτ ) Ax(1) (kτ )) / ∆
(16б)
~r ~r
~r ~r
~r
~r ~r
~r
S xy (kτ′, kτ ) = ( J y(1) (kτ′, kτ ) Ay( 2) (kτ ) − J y( 2) (kτ′, kτ ) Ay(1) (kτ )) / ∆
(16в)
~r ~r
~r ~r
~r
~r ~r
~r
S yy (kτ′, kτ ) = ( J y( 2) (kτ′, kτ ) Ax(1) (kτ ) − J y( 2 ) (kτ′, kτ ) Ax( 2) (kτ )) / ∆,
(16г)
~r
~r
~r
где ∆ = Ax(1) (kτ ) A y( 2) ( kτ ) − A (y1) (kτ ) Ax(2) (kτ ).
Если ИЗ обладает линейной поляризацией, то компоненты матрицы рассеяния определяются следующим образом
~r ~r
~r ~r
~r
S xx (k τ′ , k τ ) = J x(1) ( k τ′ , k τ ) / Ax(1) ( k τ ).
(17а)
~r ~r
~r ~r
~r
S yx ( k τ′ , k τ ) = J x( 2 ) ( k τ′ , k τ ) / Ax(1) ( k τ ).
(17б)
~r ~r
~r ~r
~r
S xy ( k τ′ , k τ ) = J (y1) ( k τ′ , k τ ) / Ax(1) (k τ ).
(17в)
~r ~r
~r ~r
~r
S yy ( k τ′ , k τ ) = J (y2) ( k τ′ , k τ ) / A(y2) ( k τ ).
(17г)
Таким образом, для определения независимых компонент матрицы рассеяния при использовании в качестве ПЗ антенны, близкой по направленным свойствам к электрическому диполю, необходимо для каждого положения ИЗ (x1,y1) при определенной ориентации его плоскости
поляризации (1 или 2) выполнять 2 серии планарных измерений на плоскостях, расстояние между которыми не должно быть кратным λ 2 . Если предположить, что количество положений
ПЗ и ИЗ в плоскости одинаково и равно N , то полное количество измерений, необходимое для
определения характеристик рассеяния, составит 4 N 2 , что осложняет практическую реализацию
метода [1]. Последнее побуждает в качестве инструмента реализации изложенной идеи использовать плоскую решетку или независимо перемещаемые по горизонтали линейные вертикальные решетки [7]. Очевидным преимуществом применения плоской решетки является быстрота
получения первичной информации о рассеянном поле, а к недостаткам можно отнести следующие: сложность обеспечения сверхширокополосных измерений и идентичности приемопередающих каналов; взаимное влияние между облучателями; высокая стоимость. Приведенные в работе методы измерения и обработки позволяют избежать этих недостатков ценой продолжительных по времени измерений.
ЛИТЕРАТУРА
1. Козлов А.И., Логвин А.И., Сарычев В.А. Поляризационная структура радиолокационных сигналов / Поляризация радиоволн. - М.: Радиотехника, 2005. - Т. 1.
2. Балабуха Н.П., Зубов А.С., Солосин В.С. Компактный полигон для измерения рассеивающих свойств
объектов и параметров антенн // Антенны, 2008. - Вып.6 (133). - С. 59-80.
3. Вилькоцкий М.А., Гринчук А.П., Громыко А.В., Михасенко А.Г. Разработка голографического метода
измерения характеристик рассеяния объекта // Тезисы докл. V Всесоюз. конф. “Метрологическое обеспечение антенных измерений”. - Ереван, 1990. - С. 277-280.
4. Barry J.C., Charles E. Ryan Jr. Near-field scattering measurements for determiniig complex target RCS // IEEE
Trans. Ant. and Prop. 1989. vol. AP-37. N5. P. 576-585.
14
В.С. Калашников, А.В. Кирпанев, А.И. Козлов, Е.Е. Нечаев, С.В. Васендин, М.Ю. Пономарев
5. Kerns D.M. Plane-Wave Scattering-Matrix Theory of Antennas and Antenna-Antenna Interactions. Washington:
U.S. Government Printing Office, NBS Monograph 162, 1981.
6. Кирпанев А.В. Определение электромагнитных полей излучающих систем с учетом влияния отраженных
полей и направленных свойств зонда при планарных измерениях // Вопросы радиоэлектроники, серия РЛТ. - 1995.
- Вып. 1. - С. 72-76.
7. Кирпанев А.В. Определение характеристик рассеяния объектов по измерениям в ближней зоне // Физика
волновых процессов и радиотехнические системы. - Т. 7. - № 3. - 2004. - С.45-48.
DETERMINATION OF THE FIELD AND CHARACTERISTICS OF THE DISSIPATION RADAR
OBJECT IN SUPERBROADBAND AND MONOCHROMATIC EVENTS ON BASE OF THE PLANAR
MEASUREMENTS
Kalashnikov V.S., Kirpanjev A.V., Kozlov A.N., Nechaev E.E., Vasendin S.V., Ponomarjev M.U.
Methods of the determination of the field and characteristics of the dissipation are brought in article. The base of the
methods form the planar measurements of the total field. This field presents itself amount of the field, created by radiator
and floor of the dissipation. The Measurements were conducted on two flat surfaces. Amplitude spectrum of the absentminded field was defined. The elements of the generalised matrix of the scattering are defined for linear polarization.
Key words: electromagnetic field, secondary electromagnetic field, secondary field, efficient dissipation surface, matrix of the dissipation, planar measurements, transmitting probe, receiving probe, polarization.
Сведения об авторах
Калашников Вадим Серафимович, 1940 г.р., окончил ЛИАП (1963), доктор технических наук,
профессор, начальник отдела ОАО “ВНИИРА”, автор более 60 научных работ, область научных
интересов - антенны и устройства СВЧ, исследование антенных обтекателей и укрытий, антенные
измерения.
Кирпанев Алексей Владимирович, 1962 г., окончил ЛИАП (1986), доктор технических наук,
старший научный сотрудник, начальник сектора ОАО “ВНИИРА”, автор 77 научных работ, область научных интересов - электромагнитная совместимость, антенные измерения, исследование радиолокационных характеристик рассеяния.
Козлов Анатолий Иванович, 1939 г.р., окончил МФТИ (1962), заслуженный деятель науки и техники РФ, академик Академии транспорта РФ и Международной академии информатизации, профессор, доктор физико-математических наук, Соросовский профессор, заведующий
кафедрой технической эксплуатации радиоэлектронных систем воздушного транспорта МГТУ ГА,
автор более 300 научных работ, область научных интересов - радиофизика, радиополяриметрия,
радиолокация.
Нечаев Евгений Евгеньевич, 1952 г., окончил МАИ (1974), профессор, доктор технических наук,
проректор по научной работе, заведующий кафедрой УВД МГТУ ГА, автор свыше 100 научных работ,
область научных интересов - радионавигация, антенная техника, управление воздушным движением.
Васендин Сергей Васильевич, 1986 г., окончил ЛЭТИ (2010), аспирант ОАО “ВНИИРА”, автор
2 научных работ, область научных интересов - обработка и кодирование сигналов, системный анализ,
исследование радиолокационных характеристик рассеяния.
Пономарев Максим Юрьевич, 1980 г., окончил СПбГУ (2005), инженер 2 категории ОАО
“ВНИИРА”, автор 5 научных работ, область научных интересов - обработка сигналов, электромагнитная
совместимость, антенные измерения, исследование характеристик рассеяния.
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа