宽波束双基地高频雷达海杂波谱特性研究

第31卷第12期 哈 尔 滨 工 程 大 学 学 报 V o.l 31 .122010年12月Journa l o fH ar b i n Eng i n eering University D ec .2010do:i 10.3969/.j issn .1006 7043.2010.12.003宽波束双基地高频雷达海杂波谱特性研究仇永斌,张 宁,谢俊好(哈尔滨工业大学电子工程技术研究所,黑龙江哈尔滨150001)摘 要:双基地角在杂波单元内的连续变化导致宽波束双基地高频雷达的海杂波谱不同于窄波束.为了揭示这种差异,在G ill 和W alsh 窄波束双基地海面雷达散射截面积(RCS)基础上,提出了宽波束双基地海面RCS 模型;结合高频地波雷达方程,得到宽波束双基地海杂波功率谱密度模型,通过仿真计算得到海杂波谱的具体形态.理论分析和仿真结果表明,在发射机附近以及基线附近的雷达探测区域,宽波束海杂波谱具有明显的展宽效应.关键词:双基地高频雷达;双基地海杂波;双基地海面RCS ;宽波束中图分类号:TN 958.93 文献标志码:A 文章编号:1006 7043(2010)12 1573 07Ocean clutter characteristics of broad bea m bistatic high freque ncy ground wave radarCHOU Y ong b i n ,Z HANG N ing ,X I E Jun hao(R esearch Institute o f E l ec tron i c Eng i neeri ng T echno logy,H arb i n Instit ute o f T echno l ogy ,H arbi n 150001,Ch i na)Abst ract :For b istatic h igh frequency (H F)radar ,the rece i v er bea m w i d th is usually broad ,so t h e b istatic ang le over a c l u tter cell is a vari a b le .Th is w ill cause the spread of B ragg lines in contrast to the narro w bea m case .Based on Eric G ills 'narro w bea m H F cross sections of the ocean surface ,broad bea m H F bistatic cross sections of t h e ocean surface were presented and the results w ere ob tained by num erica l si m ulati o n .Then these resu lts w ere used to obta i n the pow er spectral density (PSD)of t h e br oad bea m bistatic ocean c l u tter .A na l y sis o f a ll these re su lts sho w s that the spectrum is obviousl y broadened over certa i n sea surfaces be i n g interrogated by the b istatic ra dar ,and the m ost sign ificant spreading area of the Bragg li n es is l o cated i n the neighbor hood of the trans m itter and near the base li n e .K eywords :bistatic high frequency (H F)radar ;b istatic ocean cl u tter ;bistatic cross secti o ns o f the ocean surface ;broad bea mw i d th收稿日期:2009 12 28.作者简介:仇永斌(1974 ),男,博士研究生,E m ai:l chouyongb i n@126.co m;张 宁(1957 ),男,教授,博士生导师;谢俊好(1972 ),男,教授,博士生导师.通信作者:仇永斌.在强海杂波背景下进行目标检测是高频地波超视距雷达的主要特征之一,因而海杂波特性一直是高频雷达应用研究的重要内容.随着双(多)基地高频雷达的发展,对双基地海杂波特性的研究也越来越得到重视.Cro m bie 最先提出用B ragg 谐振散射过程来解释高频雷电磁波的海面回波,在此基础上,Barric 提出了单基地一阶和二阶海面RCS 理论,以及对应的一阶、二阶杂波谱理论[1 2].W a lsh 随后采用广义函数法描述粗糙平面的高频电磁波散射,并假定采用脉冲极子源作用于有限的散射区域,得到了单基地海面散射RCS 模型[3];在W alsh 方法的基础上,G ill 和W alsh 等人采用连续激励的垂直极子源,通过分析粗糙海面对高频垂直极化电磁波的散射,导出了双基地海面接收电场表达式,进而利用稳态相位法求解积分方程,得到完整的双基地海面一阶和二阶RCS 模型[4 5].据此得到了完整的一阶、二阶海杂波谱.但这些文献所提出的双基地海杂波谱或者不考虑雷达接收波束的宽度,或者限定雷达接收系统是窄接收波束.实际上的双基地高频地波雷达系统,由于接收天线阵列孔径的限制,合成波束可能是宽波束,因而前面所述的海杂波模型将不能完全描述出海杂波谱的特征.基于这一前提,本文研究宽波束双基地高频雷达海杂波谱特性.1 窄波束双基地海面RCS模型介绍针对完全发展的海,在窄接收波束条件下,G ill 和W a lsh给出了垂直极化高频电磁波双基地海面RCS模型[4 5],分为一阶和二阶模型.模型的具体推导过程见文献[4],本文只给出结果.海面双基地一阶散射RCS模型:11( d)=24k20 m=1S1(m K)K2/5cos!0g ∀#s 2!Sa2∀#s2Kcos!0-2k0.(1)其中:S1(m K)=∃PM2K4e(-0.74g2K2U4)!4 3cos4%K+(1-m)-%22.双基地二阶散射RCS模型:2P( d)∀22k40cos4!0m1=1m2=1#-#∃0{S1(m1K1)!S1(m2K2)|s&P|2∋( d+m1gK1+m2gK2)K1}d K1d%K1.(2) 窄波束高频电磁波双基地海面RCS是一阶和二阶海面RCS的叠加,即n (d)=11(d)+2P(d).(3)该模型对应的窄波束散射区域和参数如图1.式中: n为窄波束双基地海面RCS; d为多普勒频率;k0为雷达波数;∀#s为雷达距离分辨率,∀#s=c(0/2,(0为雷达发射脉冲宽度;!0为双基地半角,这里取散射区域内的平均双基地角来代替;抽样函数Sa(x)=sin x/x;S1(m K)为海洋方向波高谱,K为海洋波矢,方向为%K,m=1;%为散射区域的平均风向,其方向由风向与x轴的夹角定义;U为风速;%N 为椭圆法向;即双基地角角平分线与基线夹角;g为重力加速度;∃PM=0.0081,P M海浪波高谱无方向参量;K1、K2为形成二阶散射的一阶海浪波矢,且K=K1+K2,%K1为K1的方向角;S1(m1K1)、S1(m2K2)分别为K1、K2的海浪方向波高谱;s&P为该散射区的耦合系数,是电磁耦合系数与水力学耦合系数之和,具体计算见文献[4].(a)双基地一阶散射几何图形(b)窄波束基本散射区图1 窄波束双基地基本散射区F i g.1 E l em enta l scattering reg i on of narrow beam w i dth本研究中的窄波束是指在散射区域内,双基地角的差异小到可以用平均双基地角来描述.从该模型可以看出,在窄波束条件下,双基地海面RCS形态主要受3个参数限制:风向%、双基地半角!0以及风速U.风向和风速对宽波束和窄波束而言,都是不变的.由于波束较窄,散射区域内双基地角的变化可以忽略,但在宽接收波束条件下,散射区域内,不同空间位置上的双基地角可能会发生显著变化,因而窄波束情况下得到的模型将不能真实全面地反映海面RCS状态.2 宽波束双基地海面RCS2.1 宽波束双基地海面RCS模型对于双基地高频地波雷达系统,进入雷达距离门的海杂波是由距离门和接收波束所覆盖的海面散射区域引起的,该散射区域由接收天线合成波束宽度,雷达距离门和距离分辨率确定,即距离分辨单元或杂波单元.设距离门为R0+∀R/2,∀R是雷达距离分辨率;∀%为接收天线波束宽度,散射区域如图2,ABCE围成的区域D.图2中,T为发射基地,R为!1574!哈 尔 滨 工 程 大 学 学 报 第31卷接收基地,L 为基线长度,R 0为内椭圆距离和,R 0+∀R 为外椭圆距离和,波束指向为∃+∀%/2,)为双基地角,设海面平均风向为%w .如果接收波束宽度∀%足够大,散射区域内不同散射点上双基地角会有明显的差异,导致窄波束模型不再适用.图2 宽波束双基地基本散射区F i g .2 E le m ental scatte ri ng reg i on o f broad bea m w i dt h定义图2散射区域D 上的海面RCS 为 ,面积设为S ,设区域内任意一点处单位频带单位面积上的RCS 为 (x,y ),这里的 (x ,y )相当于 在区域D 上的面密度函数.对于影响RCS 形态的3个参量,风向和风速是不随波束宽度而改变的,因而相对于窄波束而言, (x ,y )是双基地角)的函数,定义 (x ,y )=f ()),因而S =D(x ,y )d x.(4)如果将散射区域D 分割为N (N %∃)个单元,且每个单元面积足够小,使得每个单元上的双基地角可以用平均值代替,因而可设第个单元上RCS 的面密度函数为 i =f ()i ),)i 为第i 个单元上的平均双基地角,单元面积设为∀S i ,则!S =D(x,y )d s =li mN %∃Ni=1i ∀S i ,(5)=li mN %∃Ni=1i ∀S iS,S =li m N %∃Ni=1∀S i .(6)由此得到宽波束双基地海面RCS 模型的极限表达式(6).基于此极限表达式可知,采用适当的划分方法和选取N 值,只要划分的单元数目足够多,每个单元足够小,单元上的双基地角的变化足够小,而不同单元形成的平均双基地角近似为连续的,通过数值仿真计算,就可以得到极限的逼近结果.在各个参数中,关于风向有一点需要说明,尽管从定义上看,风向与波束宽度无关,但由海洋方向波高谱S 1(m K )表达式可知,影响杂波谱形态的参数其实不是风向,而是风向与波束方向的夹角.在上面细分波束的过程中,每个细分波束法向都是不同的,因而风向对每个细分波束的影响也不同,这会直接体现在杂波谱形态中,尽管在推导模型过程中,风向这一参数并没有单独列出.单元划分可采用多种方法,但要符合以下条件:1)单元面积足够小.这是一个可以量化的标准,理论分析和仿真结果表明,展宽效应对一阶谱峰值影响最严重,因而可以用一阶海杂波谱峰展宽宽度来限定,一般情况下,展宽谱不会造成附加影响的条件是:∀f &2f res ,∀f 为双基地一阶杂波谱单边带宽度,即单边带Bragg 峰3dB 宽度;f res 为系统的频率分辨率,对高频雷达,等于相干积累时间的倒数.这是一个过于严苛的条件,需要根据杂波单元所在的空间位置计算波束的3dB 宽度;同时,对高频雷达,相干积累时间并非一成不变的,需要根据检测目标的需求进行确定.因而,该标准可适当降低,只要满足一定计算准确度的要求,能够真实反映杂波谱状态即可.2)能够得到应用窄波束公式进行计算的足够参数.这里提出2种划分方法:∋基2剖分法:椭扇面上将波束宽度进行2等分,径向上采用距离和为R +∀R /2的共焦点椭圆进行2剖分,得到4个单元,对每个单元判断是否足够小,对不符合足够小标准的单元采用相同的方法继续2剖分,直到每个单元都符合足够小的标准,分割方法如图3.这种方法计算量大,误差足够小.图3 散射区基2剖分法F i g .3 R adi x 2segm enta ti on o f t he sca tter i ng reg ion(均分法:采用m 个共焦点椭圆对散射区域进行径向分割,相邻椭圆距离和之差为∀R /m ;对波束用等角度分割,每个分割波束宽度为∀%/n ,共n 个分割波束,散射区域分割方法如图4;这种剖分方法的不足在于:要达到足够小的标准,分割过于密集,!1575!第12期 仇永斌,等:宽波束双基地高频雷达海杂波谱特性研究计算量大,但容易实现.图4 散射区均分法F i g.4 Equ i angular segm entation o f the scattering reg i on本文采用均分法,基于前面的极限表达式,N =m n ,有∀mn i=1i ∀S i S.(7)其中:S = mni =1S i , i =f ()i ).对每个单元,由于单元足够小,每个单元上的RCS 可以通过窄波束模型来计算,因而i = i ( d )=f ()i )= 11i ( d )+ 2P i ( d ).(8)每个单元的距离分辨率为∀R /m ,即:∀#si =∀R /m .单元面积可以用受距离限制的杂波单元面积公式进行面积估算[6]:S i ∀c (0R R i ∀%R i 2cos 2()i /2)=∀#S i R R i ∀%R icos 2()i /2).(9)式中:R Ri 第i 个单元与接收基地的径向距离,∀%R i 第i 个单元接收波束宽度,)i 第i 个单元的平均双基地角.由此,得到宽波束海面RCS 的仿真模型.2.2 宽波束双基地海面RCS 仿真计算结果假定雷达发射天线阵列在上半椭圆上是全向覆盖的,海面是一个完全发展的海.设定计算参数为:基线长度L =100km ,m =10,n =10,雷达距离和分辨率∀R =10km ,雷达工作频率f 0=15MH z ,风速U =15m /s ,海态是一个完全发展的海,风向与波束指向垂直,取合成波束宽度∀%=50),图5给出了距离门115km,波束指向35)时的海面RCS .图5中可以看到,相对于窄波束,宽波束条件下,不论一阶海面RCS 还是二阶海面RCS 都具有明显的展宽效应.展宽效应在一阶和二阶RCS 的峰值处表现尤为明显,而RCS 基底的展宽效应相对变化不大,尤其一阶Bragg 峰值之间的连续区,基本不受影响.这种展宽效应反映到海杂波谱上,必然形成一个展宽后的杂波谱.相对于窄波束,宽波束双基地RCS 另一个明显特征是:正负谱峰主瓣宽度不对称.这主要是由于计算过程中,不同细分波束方向上的风向与该波束法向方向不同造成的.这一特征会直接体现在杂波谱形态中.与窄波束相同的特征:尽管具有展宽特性,但形态上仍然表现为一个峰值点的峰值形态,并没有因为形态上的展宽而出现峰值分裂状态.图5 宽波束双基地海面RCS (115k m /35))F i g .5 B road bea m b i static cro ss secti ons (115km /35))3 宽波束海杂波功率谱密度3.1 宽波束双基地海杂波功率谱密度模型高频地波雷达方程在形式上不同于普通体制雷达,根据基本雷达方程的推导过程,结合高频地波雷达的探测机理和地波传播理论,文献[7]推导出高频地波雷达方程:P r =E 2(R T )E 2(R R )P t G t G r ∗24 +2P 20G 2t .(10)式中: i 为目标有效散射截面积;R T 、R R 分别为目标与发射天线和接收天线距离;P t 、G t 分别为发射功率和发射天线增益;G r 接收天线增益;∗0为雷达工作波长;P 0、G 0分别为标准天线发射平均功率和增益;E (R T )为标准天线在目标处的场强,E (R R )为接收天线处的场强;+为自由空间特性阻抗(+=120 );P r 为接收功率.同上节RCS 的分析过程相同,对第i 个分割单元,应用双基地雷达距离方程,接收的海杂波功率为P C i ( d )=E 2(R Ti )E 2(R Ri )∗20((/T L )P t G t G r A i i ( d )4 +2P 20G 2.(11)式中:(为雷达发射脉冲宽度,T L 为雷达发射脉冲周期,((/T L )P t 为雷达发射的平均功率.A i =S i 为单!1576!哈 尔 滨 工 程 大 学 学 报 第31卷元面积.设整个杂波单元海杂波接收功率为P C( d),并注意到E2(R Ti)E2(R R i)在整个散射区域上是缓变函数,可以用E2(R0T)E2(R0R)替换为P C( d)= mn i=1P C i( d)∀E2(R0T)E2(R0R)∗20((/T L)P t G t G r4 +2P20G20 mni=1S i i( d).(12)将式(7)代入式(12):P C( d)=E2(R0T)E2(R0R)∗20((/T L)P t G t G r4+2P20G20S .(13)式中:R0为雷达距离门所对应的散射椭圆距离和; R0T、R0R分别为距离门对应的散射点与发射基地和接收基地之间的距离;S为整个散射区域面积; 即2.2节中所获得的宽波束海面RCS的归一化结果. E(!)的场强计算由地波传播程序G WWAVE计算给出[8].由此,得到宽波束双基地海杂波功率谱密度模型.3.2 海杂波功率谱密度仿真结果从推导过程和结果可知,功率谱形态与RCS的形态是一致的,只是幅度上有差别.基于此表达式,可以通过仿真计算得到海杂波功率谱密度,具体仿真计算参数为:雷达工作频率f0=15MH z(∗0=20m);发射脉冲宽度(=0.0667m s,周期T L=1.667m s;发射峰值功率P t=5k W;发射天线阵列增益G t=2dB;接收天线阵列增益G r=13.4dB;风向、风速、双基地布局参数与RCS计算相同,下面给出特定参数下的数值仿真计算结果.图6给出了距离和115km,波束指向35)时的双基地海杂波功率谱密度,图上可以看到明显的谱展宽现象,且主要存在于一阶和二阶谱峰处.同时还可看到与RCS形态特征表现相同的功率谱特征,即正负Bragg峰谱宽度不对称但仍表现为2个明显的单值谱峰,不发生谱峰分裂等复杂形态.图7给出了波束指向67),雷达距离和分别为110、140和200km时的海杂波谱.通过对比可以看出,在波束指向固定的情况下,雷达距离和越接近基线长度,谱展宽效应越明显,随着距离和的增大,杂波谱展宽效应迅速减弱.这个问题的实质在于:当距离和增大到一定程度时,双基地角在散射区域内变化很小,基本可以忽略,反之,双基地角的差异会导致海杂波谱产生明显的展宽.图6 宽波束双基地海杂波功率谱密度F i g.6 Broad bea m b i stati c ocean c l utter po w er spectru m densi ty(a)110k m(b)140k m(c)200k m图7 同方向海杂波功率谱宽度对比(波束方向67))F i g.7 N or m a lized ocean clutter pow er spec tral density a l ongbear i ng directi on67)!1577!第12期 仇永斌,等:宽波束双基地高频雷达海杂波谱特性研究(a)29)(b)37)(c)47)(d)57)(e)77)图8 等距离和椭圆上功率谱密度(等距离120km )F i g .8 N or m a lized o cean cl u tter powe r spectra l densitya l ong an e lli pse annu lar w i th the sa m e ti m e de lay ,range 120k m图8给出了雷达距离和120k m 的等距离和椭圆上,波束指向分别为29)、37)、57)、77)时的海杂波功率谱密度.图8上的展宽效应清晰可见.对比图形可以看出,散射区位于发射基地附近,以及雷达距离和接近基线长度时,杂波谱展宽最为明显.沿同一距离椭圆上,展宽效应表现得特征是最强∗迅速减弱∗次强∗再次减弱.从仿真图谱可知,宽波束双基地高频雷达海杂波谱在特定的探测区域上,确实存在明显的展宽效应.获得的更多数据图谱结果表明,波束宽度和空间位置是影响谱展宽宽度的主要因素,波束越宽,展宽效应表现得越明显.因为在这些特定区域内,杂波单元上双基地角的变化对杂波谱造成的影响足可导致谱展宽.风向会影响到正负B ragg 峰主瓣宽度及包络的对称性.雷达工作频率,雷达距离分辨率和对杂波谱形态的影响与窄波束相一致,风向对正负B ragg 峰值相对功率强度的影响也与窄波束情况相一致[4].仿真杂波谱体现出来的特征以及关于展宽谱特征的理论分析,在实测杂波谱中已经得到证实,仿真谱与实测双基地杂波谱形态基本一致.已公开发表的文献中提及的实测杂波谱,也可证实本文分析[9 13].关于发射机附近及基线附近的谱展宽特性,文献[14]也有研究,H eron 在该文中,把距离分辨率和角度分辨率分开来研究,与实际杂波谱形态符合度不高,其结论与本文基本一致.同时,对于大双基地角时的谱能量分布,可见文献[13]和[15].!1578!哈 尔 滨 工 程 大 学 学 报 第31卷4 结 论从以上宽波束海杂波谱理论模型推导和仿真计算结果分析,宽波束双基地海杂波谱具备如下特征:1)宽波束双基地海杂波谱在特定的探测区域上确实具有明显的展宽效应.展宽程度与接收天线波束宽度和散射区所在空间位置有关.展宽效应表现最明显的区域在发射机附近以及基线附近;雷达探测距离越接近基线长度,展宽效应表现得越明显,当距离和远离极限长度时,展宽效应迅速减弱,甚至消失.2)在接收机端,杂波谱展宽现象不明显.雷达作用距离远大于基线时,展宽效应消失.3)沿同一距离椭圆,展宽效应从发射机附近开始,有一个逐渐减弱,后又增强,并再次减弱的过程.4)尽管宽波束双基地海杂波谱具有展宽效应,但一阶海杂波谱依然表现为两个明显的Bragg谱峰,并不因为展宽而出现谱峰分裂的多峰值状态.5)二阶谱峰具有展宽效应,但正负B ragg峰之间的连续二阶谱形态,基本不受展宽效应的影响.6)在某些方向上,展宽的正负B ragg谱峰主瓣宽度表现不对称,初步分析是杂波单元上风向变化导致的,但这需要更进一步的研究和证实.7)影响杂波谱形态的因素不只是双基地角和距离分辨率.考虑到风向、风速和洋流等海态的因素对杂波谱展宽效应的影响,地形地貌对高频电磁波的遮挡效应以及电磁波的绕射机理,实际的杂波谱形态更为复杂丰富.参考文献:[1]BARR I CK D E.F irst order theory and analysis o fM F/H F/VHF sca tter from t he sea[J].I EEE T rans A ntennas P ropag,1972,20(1):2 10.[2]BARR I CK D E.R e m ote sensi ng of sea state by radar[J].IEEE O CEANS,1972,4:186 192.[3]W ALS H J,G ILL E W.An ana l ysis of the scatte ri ng o fhigh frequency e lectro m agnetic radiation fro m rough surf aces w it h appli cation to pu l se rada r operati ng i n backsca ttermode[J].R adio Sc,i2000,35(6):1337 1359.[4]G I LL E.T he scatteri ng o f hi gh frequency e lectro m agneticrad i ation from the ocean surface:an ana l y si s based on a b istatic g round w ave radar con figuration[D].St.John's, N e w foundland:M e m U niv of N e w foundland,1999:120 170.[5]G ILL E,W ALS H J.B i static for m o f the e lectr i c field equations for the sca tter i ng of ve rtica ll y po larized high frequency ground wave rad i ation fro m sli ghtl y rough,good conduc ting surfaces[J].R adi o Sc,i2000,35(6):1323 1335.[6]S KOLN I KM I.R adar handbook[M].2nd Ed.Boston:M cG ra w H ill Publi sh i ng Co m pany,1990:25.[7]董英凝,张宁,许荣庆.高频地波雷达工作环境对系统性能影响的分析[J].电波科学学报,2007,22(2):325 330.DONG Y i ngni ng,ZHANG N i ng,XU Rongqi ng.A na lysis of env iron m ental e ffect on HF s u rface wave radar perfor m ance [J].Chinese Journal o f R adi o Sc ience,2007,22(2): 325 330(in Ch i nese).[8]G I LL R S.G round w ave propogation progra m GRW AVE[CP/DK].M arcon i R esearch Center,1985.[9]W ANG Ji an,D IZA JI R,PON SFORD A.A na l y si s o f c l utte rdistr i bution i n bistatic h i gh frequency s u rface w ave rada r[C]//IEEE Con ference on E lectr i ca l and Com puter Eng inee ri ng.Canadian:IEEE P ress,2004:1301 1304. 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