辐射、散射近场测量及近场成像技术的研究进展

众所周知，在离开被测目标3λ～5λ（λ为工作波长）距离上测量该区域电磁场的技术称为近场测量技术。如果被测目标是辐射器，则称为辐射近场测量；若被测目标是散射体，则称为散射近场测量；对测得散射体的散射近场信息进行反演或逆推就能得到目标的像函数，这就是目标近场成像。但是，截止目前为止，关于辐射、散射近场测量以及近场成像技术溶为一体的综述性文章还未见到公开的报导，这对从事这方面研究的学者无疑是一种遗憾。为使同行们能全面地了解该技术的发展动态，该文概述了近几十年来关于辐射、散射近场测量及近场成像技术前人所做的工作及其最新进展，并指出了未来研究的主要方向。

1、辐射近场测量

辐射近场测量是用一个已知探头天线（口径几何尺寸远小于1λ）在离开辐射体（通常是天线）3λ～5λ的距离上扫描测量（按照取样定理进行抽样）一个平面或曲面上电磁场的幅度和相位数据，再经过严格的数学变换计算出天线远区场的电特性。当取样扫描面为平面时，则称为平面近场测量；若取样扫描面为柱面，则称为柱面近场测量；如果取样扫描面为球面，则称为球面近场测量。其主要研究方法为模式展开法，该方法的基本思想为：空间任意一个时谐电磁波可以分解为沿各个方向传播的平面波或柱面波或球面波之和；主要研究成果及进一步要解决的问题如下所述。

1.1、辐射近场测量的发展现状

辐射近场测量的研究起始于50年代，70年代中期处于推广应用阶段（商品化阶段）。目前，分布在世界各地的近场测量系统已有100多套^［1］。该技术的基本理论^［2～4］已基本成熟，这种测量方法的电参数测量精度比常规远场测量方法的测量精度要高得多，而且可全天候工作，并具有较高的保密性，因此，在军用、民用中都显示出了它独特的优越性。

1.2、辐射近场测量研究的主要成果

几十年来，辐射近场测量的研究在以下4个方面取得了突破性的进展：

（1）常规天线电参数的测量

天线近场测量可以给出天线各个截面的方向图以及立体方向图，可以分析出方向图上的所有电参数（波束宽度、副瓣电平、零值深度、零深位置等）和天线的极化参数（轴比、倾角和旋向）以及天线的增益。

（2）低副瓣或超低副瓣天线的测量

天线方向图副瓣电平在-28～-35 dB之间的天线称为低副瓣天线；副瓣电平小于-40 dB的天线称为超低副瓣天线。对它们的测量要用到"零探头"技术^［5］，据文献报导，副瓣电平在-40 dB以上时，测量精度为±3 dB，副瓣电平为-55 dB时，测量精度为±5 dB^［6］。

（3）天线口径场分布诊断

天线口径场分布诊断是通过测量天线近区场的分布逆推出天线口径场分布，从而判断出口径场畸变处所对应的辐射单元，这就是天线口径分布诊断的基本原理。该方法对具有一维圆对称天线口径分布的分析是可靠的，尤其对相控阵天线的分析与测量已有了充分的可信度^［7］。

（4）测量精度及误差分析

辐射近场测量的研究与误差分析的探讨是同时进行的，研究结果表明：辐射近场测量的主要误差源为18项，大致分为4个方面，即探头误差、机械扫描定位误差、测量系统误差以及测量环境误差。对于平面辐射近场测量的误差分析已经完成，计算机模拟及各项误差的上界也已给出；柱面、球面辐射近场测量的误差分析尚未完成^［8］。

1.3、辐射近场测量的可信域

对于平面辐射近场测量而言，由基本理论可知，在θ=-90°或90°（θ为场点偏离天线口面法线方向的方向角）时，这种方法的精度明显变差，因此平面辐射近场测量适用于天线方向图为单向笔形波束天线的测量，可信域（-θ，θ）中的θ值与近场扫描面和取样间距有如下关系（一维情况）：

θ=arctg［（L-X）/2d］　，（1）

式中L为扫描面的尺寸；X为天线口径面的尺寸；d为扫描面到天线口径面的距离。

柱面辐射近场测量能够计算天线全方位面的辐射方向图，但在θ=-90°或90°时，柱面波展开式中汉克尔函数已无意义，所以，柱面辐射近场测量适用于天线方向图为扇形波束天线的测量。

球面辐射近场测量能够计算除球心以外天线任意面上任意点的辐射场，但测量及计算时间都较长^［8］。

1.4、辐射近场测量需要解决的问题

辐射近场测量的基本理论虽然已经成熟，且在实用中也取得了较多的研究成果，但对以下问题还应进行进一步的探讨研究：

（1）考虑探头与被测天线多次散射耦合的理论公式

在前述的理论中，所有的理论公式都是在忽略多次散射耦合条件下而得出的，这些公式对常规天线的测量有一定的精度，但对低副瓣或超低副瓣天线测量就必需考虑这些因素，因此，需要建立严格的耦合方程。

（2）近场测量对天线口径场诊断的精度和速度

近场测量对常规阵列天线口径场的诊断有较好的诊断精度，但对于超低副瓣天线阵列而言，诊断精度和速度还需要进一步研究。

（3）辐射近场扫频测量的研究

就一般情况而言，天线都在一个频带内工作，因此，各项电指标都是频率的函数，为了快速获得各个频率点的电指标，就需要进行扫频测量。扫频测量的理论与点频的理论完全一样，只是在探头扫描时，收发测量系统作扫频测量。

（4）时域辐射近场测量的研究

为了反映脉冲工作状态和消除环境及其他因素对测量数据的影响，时域测量是一个良好的解决此类问题的途径，但目前处于研究阶段^［9］。

（5）无相位的辐射近场测量的研究

前述的辐射近场测量方法都需要测量出近场的相位和幅度，才能利用近场理论计算出天线的远场电特性，为了简化计算公式和测量系统以及降低测量时间与测量的相位误差（在频率f很高的情况下，即f＞80 GHz，相位的测量误差是很大的），于是，有学者提出只用近场测量值的幅度来重建天线远场的方法。该方法的基本思想为^［10］：测出S1，S2两个面的幅度值（A1，A2），人为选定S1面测量值的相位（φ1），先由S1面的幅度、相位值（A1，φ1）计算出S2面的幅度、相位值（a2，φ2），用A2代替a2，再由A2，φ2求出S1面的a1，φ1，用A1代替a1，重新由A1，φ1求出S2面新的a2，φ2，如此迭代下去，直至A1-a1≤ε，A2-a2≤ε（ε为测量精度），便可得到S1或S2面的相位分布，这时，可由S1或S2实测的幅度和迭代过程所得到的相位求得天线的远场电特性。由于迭代收敛等原因，这方面的研究还未付诸实施。

（6）球面、柱面近场扫描方式误差上界的分析与估算。

2、散射近场测量

当辐射体变为散射体时，辐射近场测量转换为散射近场测量。由于散射体是无源的，因此需要一个照射源对其进行照射，同辐射近场测量一样，散射近场测量也有3种取样方式，分别称为平面散射近场测量和柱面散射近场测量以及球面散射近场测量。平面散射近场已取得了许多研究成果，柱面、球面散射近场测量的研究成果公开报道的文献很少^［11］。

散射体的散射特性通常用雷达散射截面（Radar Cross Section，简写为RCS）来衡量，有绝对量和相对量之分，绝对量一般是以一个已知散射体的RCS为标准来标定待测散射体的RCS，标准值来自理论计算和测量值；相对量用散射方向图来表示。

散射体的RCS不仅是频率的函数，而且是入射波方向和观察点方向的函数，当入射波方向和观察点方向是同一方向时，这时散射体的RCS称为单站RCS（或者叫做后向雷达散射截面），如果入射波方向和观察点方向不是同一方向，则称为双站RCS。

对于双站RCS而言，入射波方向和测量扫描面法线方向之间夹角＜90°锥角内的RCS称为小双站角的RCS，入射波方向和测量扫描面法线方向之间夹角＞90°锥角内的RCS称为大双站角的RCS。

2.1、散射近场测量的发展动态

散射体RCS的理论研究开始于60年代，早期的研究主要任务是对一些典型散射体（例如，板、球、柱体）进行理论建模并进行数值计算，取得了较多的研究成果，检验计算结果正确与否的方法是远场测量或紧缩场法。这两种方法中的任意一种方法都是由硬件来产生准平面波的（等幅面上幅度的起伏值≤0.25 dB，等相面上相位的起伏值≤22.5°），远场测量法是利用增加散射体与照射源之间的距离R（通常R=5D2/λ，D为散射体截面的最大尺寸）来实现球面波到平面波的转换；紧缩场法则是利用偏馈抛物面来产生平面波的。因而工程上称为模拟平面波法，其主要缺陷是受外界环境影响很大，因此，实用起来有很多问题（如远场法中对测量场地有苛刻的要求；紧缩场法对主反射面的机械精度有严格的要求），为了克服这些问题，出现了散射近场的测量方法。

2.2、平面散射近场测量研究的主要进展

从80年代初至今，平面散射近场测量研究主要在以下几个方面取得了令人瞩目的进展：

（1）平面散射近场测量方法的理论探讨

平面散射近场测量的基本理论已由文献^{［12～15］}给出。其基本原理是综合平面波法，综合平面波的基本思想为：如果对一个由N个辐射单元组成的线阵同时进行激励，每个辐射单元产生一个准球面波e（θ，φ），选择一个与方向角（θ，φ）有关的权函数W（θ，φ）对每个e（θ，φ）进行加权并求和（线性系统），则所得的加权求和函数近似为均匀平面波，对不同方向的（θ，φ）选择不同W（θ，φ）就可以获得不同方向上的平面波对被测目标的照射。这一过程实现了对平面波的综合（这与综合口径雷达SAR的概念极为相似），并很容易在计算机上完成。实际测量时，用一个辐射单元（探头）进行一维扫描（等效的看，相当于同时激励的状态）并在计算机上用软件完成各个方向上的平面波的综合，因此，称其为数字紧缩场。这种测量方法的优点是大大降低了为实现平面波对测量系统硬件的要求。该方法不仅能测量典型导体目标的RCS，而且能够对一些实用导体目标（如飞机、导弹等）小双站角的RCS进行测量。

（2）典型导体目标散射特性的研究

典型导体目标（如板、球、柱）小双站角的RCS测量已经完成^［13］，测得的不同方向照射待测目标后向散射方向图（照射波传播方向指向目标的方向规定为0°）及空间散射方向图与理论计算结果完全吻合；测量所得到的目标小双站角RCS的绝对值与理论计算值相比较还有误差。

（3）实用复杂导体目标散射特性的测量

上述测量方法的优点是通过一次测量可获得较多的信息量，利用这些信息可计算出金属导体目标散射的平面和空间的散射方向图以及它的散射极化特性；也可计算出该导体目标RCS的绝对值，但在实际测量系统中，发射探头（提供照射源的探头）和接收探头是安装在同一个道轨上，因此，按照散射近场平面波扫描理论，发射探头扫描在一个位置时，接收探头需要在一维方向做一次扫描；发射探头扫描在另一个位置时，接收探头仍要在一维方向做一次扫描，发射探头位置不断向一个方向扫描，接收探头的扫描范围就会越来越小，因此，有一半的测量数据是得不到的，解决这一问题的方法是利用互易定理。

测量环境对散射近场测量散射体电特性也有很大的影响，除了在测量区域附加吸收材料外，还需要用到"背景对消技术"，其基本原理为：在无散射体的情况下，先用收、发探头对测量区域空间扫描一次，并记录采样数据；在有散射体的情况下，记录这时扫描测量的采样数据，在保证一维扫描器（取样架）定位精度的条件下，利用计算机软件对两次对应位置的测量数据逐点进行矢量相减（复数相减），这样就消除了环境对测量数据的影响。

这种测量方法的另一致命弱点是测量时间很长，测量时间与取样点数几乎成四次方的关系，实用目标的测量时间达到了不可容忍的程度。

"单发单收"的测量方法^［16］是为了解决上述问题而提出来的。其理论依据是物理光学（P.O.）近似，基于此理论，散射体某个方向的后向散射总场仅仅与该方向散射场的波谱有关，其他方向散射场的波谱对该方向散射总场的贡献为零。此理论的建立为散射近场测量实用目标（如飞机的缩比模型）奠定了良好的基础，使散射近场测量真正走向了实用化。实验结果表明，该方法对飞机缩比模型散射方向图的测量曲线与远场法及紧缩场法的测量结果完全吻合^［17］，但该方法的严格理论证明还未完成。

（4）扫描面截断误差的影响

扫描面截断误差对测量结果的影响是学者们一直关注的一个问题。在散射近场测量中，目标将入射场向各个方向散射，这时，扫描面的截断误差使后向空间散射方向图的可信域变成了一个比90°小得多的锥形角域。典型目标扫描面截断误差对后向空间散射方向图可信域分析的理论公式已经给出，并进行了实验验证，验证结果与理论分析结果非常吻合^［18］。

（5）其他误差分析

辐射近场测量所有的误差源在散射测量中依然存在，除扫描面截断误差有定量的分析之外，其他方面的误差分析只做了简单的探讨，并未给出定量的计算公式。

2.3、平面散射近场测量的可信域

平面散射近场测量后向空间散射方向图的可信域［18］如下：

（1）平板

若平板的几何尺寸为2a×2b，平面波垂直入射，可信域θ为
-arcsin［（B/（d2+B2）1／2-（2 g″（A）/k）1／3］≤θ≤
arcsin［（B/（d2+B2）1／2-（2 g″（A）/k）1/3］，（2）

式中B=A+a，k=2π／λ，g（x）=x sin θ-［d2+（x+a）2］1／2-π/（4k），且A为一维扫描面的边界点；a为被测目标长度的边界点；g″（A）为g（x）的二阶导数在扫描面边界点的值；k为传播常数；λ为波长；d为取样面与目标的距离；θ为远区散射场观察点位置矢量与扫描面法线的夹角。

（2）圆柱

对于底半径为a，高度为L的圆柱体，当平面波垂直入射时，其可信域θ可用下式来估计
sin θ1≤A/C1/2+2 A a d′/C5/2-3×（2/k）1／2│ g″（A）│　（3）

sin θ2≤A/D1／2-3×（2/k）1／2［A2/D3/2-1/D3/2］　（4）

取θ=min{θ1，θ2}，则可信域的角域为（-θ，θ）。式中C=A2+d′2；d′=d+a；D=A2+d2+L2。

前述两种可信域的估算公式都是在平面波垂直入射条件下得出的。由估算公式可以看出，扫描面A越大，则可信域θ也随之增大，与截断电平关系不大。

当平面波以α角斜入射时，只要将式（2）～（4）中的k用k cos α代换，sin θ用sin θ-sin α代换，估算公式仍然成立。在这种情况下，可信域的上限空间要变小，α＞0，可信域向θ方向移动，α＜0，可信域向-θ方向移动。

2.4、平面散射近场测量尚未解决的问题

（1）平面散射近场的误差分析与模拟

平面散射近场的误差分析与模拟只进行了很少一部分工作，并未见到各项误差对测量数据影响上界的报道。

（2）单发单收测量方法的严格理论证明

单发单收测量方法在实验中证明是可信的，但该方法的理论机理还须进一步研究。

（3）其他扫描方式（柱面、球面）的理论探讨。

-arcsin［（B/（d2+B2）1／2-（2 g″（A）/k）1／3］≤θ≤
arcsin［（B/（d2+B2）1／2-（2 g″（A）/k）1/3］，（2）式中B=A+a，k=2π／λ，g（x）=x sin θ-［d2+（x+a）2］1／2-π/（4k），且A为一维扫描面的边界点；a为被测目标长度的边界点；g″（A）为g（x）的二阶导数在扫描面边界点的值；k为传播常数；λ为波长；d为取样面与目标的距离；θ为远区散射场观察点位置矢量与扫描面法线的夹角。

（2）圆柱
对于底半径为a，高度为L的圆柱体，当平面波垂直入射时，其可信域θ可用下式来估计
sin θ1≤A/C1/2+2 A a d′/C5/2-3×（2/k）1／2│ g″（A）│　，（3）sin θ2≤A/D1／2-3×（2/k）1／2［A2/D3/2-1/D3/2］　。（4）取θ=min{θ1，θ2}，则可信域的角域为（-θ，θ）。式中C=A2+d′2；d′=d+a；D=A2+d2+L2。

前述两种可信域的估算公式都是在平面波垂直入射条件下得出的。由估算公式可以看出，扫描面A越大，则可信域θ也随之增大，与截断电平关系不大。

当平面波以α角斜入射时，只要将式（2）～（4）中的k用k cos α代换，sin θ用sin θ-sin α代换，估算公式仍然成立。在这种情况下，可信域的上限空间要变小，α＞0，可信域向θ方向移动，α＜0，可信域向-θ方向移动。

2.4、平面散射近场测量尚未解决的问题

（1）平面散射近场的误差分析与模拟

平面散射近场的误差分析与模拟只进行了很少一部分工作，并未见到各项误差对测量数据影响上界的报道。

（2）单发单收测量方法的严格理论证明

单发单收测量方法在实验中证明是可信的，但该方法的理论机理还须进一步研究。

（3）其他扫描方式（柱面、球面）的理论探讨。

3、目标的近场成像

目标成像的研究已有几十年的历史了，其研究成果早已用于医学的X光诊断及雷达的目标识别。用近场研究目标的像是80年代末才开始的，它是在已知目标散射近场和入射场情况下，利用微波分集技术，逆推或反演表征目标几何特征的目标函数，由目标函数给出目标的几何形状，这一过程称为目标的近场成像。

3.1、目标近场成像的发展状态

从90年代末至今，近场微波成像已经引起了学者们的浓厚兴趣，但由于常规目标散射近场的复杂性，致使近场微波成像远远滞后于远场成像。近场微波成像中，着眼于潜在的应用，目标函数既可以是理想导体目标的轮廓函数，也可以是目标介电常数的分布函数。从照射天线与成像目标的相对运动方式来看，近场微波成像有两种模式：即直线扫描模式和转台模式，研究方法可分为电磁逆散射法和球背向投影法（Spherical Back Projection，简写为SBP）。其中电磁逆散射法散射机理清晰，但数学公式复杂且有很大的局限性，因而，实际中使用较少；而球背向投影法在实际中使用较多。利用球背向投影法在直线扫描模式和转台模式情况下的目标函数解析公式已经给出。

3.2、目标的近场成像研究的进展程度

近几年来，目标近场成像研究在以下几方面取得了可喜的进展：

（1）目标近场成像的理论建模

球背向投影法在直线扫描模式和转台模式情况下，金属导体像的目标函数解析表达式已经给出^［19］，非金属导体像的目标介电常数的分布函数^［19］也有显式解。

（2）目标近场成像的实验研究

近场成像实验与常规的近场散射实验相比，其显著差别就在于成像实验要进行扫频测量，这是理论所要求的。这样，测量系统就必须具备宽频带特性。发射、接收系统仪器的系统误差可以通过仪器自行校准进行消除，宽带发射、接收探头（天线）由于口径尺寸较大以及与目标之间的电磁耦合，所以对其发射、接收的电磁场必须进行修正，修正的方法是在它们发射、接收的电磁场中乘以复系数，系数的量值由理论值与测量值的比值来定。

在此修正理论下，对金属长方体、圆柱体以及四尾翼导弹模型进行了实验测量，其成像结果是令人满意的。

3.3、目标的近场成像研究需要探讨的问题

（1）成像的分辨率

从成像实验的结果来看，与实物相比较，目标像的局部地方还有明显的失真，造成这种现象的原因之一就是成像的分辨率不够，因此，高分辨率数据处理方法仍须进一步探讨。

（2）广义成像理论的研究。

（3）误差分析。

4、结束语

该文从整体的观点出发阐述了辐射、散射、成像近场测量技术的发展动态和研究成果，对于各个研究方向的局部问题并未涉及到，目的是愿同行们从宏观上了解该技术的发展水平，为同行们的进一步研究提供一个必要的信息。

作者：张福顺，焦永昌，马金平，刘其中，张进民，毛乃宏