運動目標的多維度微運動特征提取研究*

陳思 張海洋 靳發宏 汪林 趙長明

(北京理工大學光電學院,北京 100081)

微多普勒特征提取作為一種常用的時頻分析工具,對微動目標特征的提取重構具有重要意義.為了更好地研究多運動的微多普勒效應,提出了一種運動姿態分類方法.按照目標頻移是否隨時間變化可以將運動姿態分為頻移時變運動和頻移時不變運動.頻移時變運動包括平移、翻滾和振動.針對這種運動應分析對比不同時間對應的瞬態頻移,頻移時不變運動主要為旋轉運動.本文通過微多普勒效應理論結合電磁波頻域模型,實現3D 運動目標微動特性提取的仿真建立目標,分析不同環境條件例如晴天陰天、有無湍流對探測的影響,為后續實驗研究奠定理論基礎.開展基于收發同置系統的多特征運動目標的微多普勒頻移探測實驗,實驗結果表明,不同目標位置上頻移的幅度、正負性和譜線寬度旨在反演目標形狀、運動姿態、運動方向和速度.利用FFTshift 函數對一維數據進行解調分析,實現三維時間-頻率-強度關系的研究.本研究實現了對目標宏觀形狀特性的測量以及微觀運動信息的提取,為雷達探測和識別奠定基礎.

1 引言

微多普勒效應[1,2]是由物體及其組件的微運動產生的一種物理現象.微多普勒特征的提取對于提高雷達的探測和分辨率[3]、目標識別[4]以及雷達成像[5]性能的提升具有重要意義.通常使用傳統的傅里葉變換處理時域信號[6]再通過頻譜與中心頻率的偏差來觀察微多普勒頻移[7],隨著技術的發展,研究者們在傅里葉變換的基礎上對算法進行改進.文獻[8]利用檢測和分類算法設計了一種用于微多普勒研究的多頻連續波雷達,收集了不同的調頻連續波雷達微多普勒特征數據庫,包括來自人類、車輛和動物目標的實驗數據,以實現章動錐的節點和底部散射源的理論微多普勒效應[9].利用貝塞爾函數[10]實現了高階諧波分量的分解.文獻[11]提出了一種高度局部化的數據關聯方法,即本征同步壓縮分析.該方法能夠實現通過雙通道雷達從小型無人機的返回信號中估計微多普勒特征.

總體來說,上述研究常見于自旋、振動等目標的整體微動特性研究,鮮少針對振動、翻滾等目標的微多普勒效應實驗研究.究其原因,振動、翻滾等運動的頻率-強度關系在一定程度上是時變的.另外,這些方法難以直觀地提供例如目標姿態分類、運動方向、運動速度等的時變頻率調制信息.為了實現對運動目標微動信息的解調以期精準探測定位[12],本文提出了一種運動姿態分類方法.即當運動目標被照射面元的整體大小不隨時間變化時,對應的頻移也不具有時變性,定義這種運動為“頻移時不變運動”;反之,則稱為“頻移時變運動”.基于該分類方法,以自旋和振動目標為例,在微多普勒效應解析法和電磁波頻域模型的基礎上利用有限元分析完成三維目標時頻關系的仿真.此外,開展相對濕度、能見度以及有無湍流等環境條件對實驗所得回波強度以及時頻關系影響仿真實驗研究.利用收發同置系統[13]展開對不同運動目標微動特性的研究實驗.對于自旋這種頻移時不變運動,可以直接獲取目標上不同位置的一維微多普勒頻移曲線;針對平移、翻滾、振動這3 類頻移時變運動,則有必要對比不同時間的瞬時頻移.振動和翻滾是隨時間周期性變化的頻移時變運動,需要一個周期內任意3 個時刻的瞬時頻移進行對比.而平移是一種隨時間不規則變化的頻移時變運動,即任取3 個時刻的瞬時頻移開展研究.實驗結果表明,目標形狀、運動類型、速度和方向可以通過頻移的大小、正負、包絡形狀和譜線寬度來反演.對實驗數據進行三維時頻強度分析并討論誤差產生原因,這種多維參數處理的方法在雷達、聲納、通信的領域應用廣泛,實現運動目標宏觀信息的測量和微觀特征的提取,為目標精準定位的實現奠定基礎.

2 運動目標的頻移仿真研究

2.1 理論模型

假設目標是一個剛體,其相對于雷達的平移速度為V,旋轉角速度為ω=(ωx,ωy,ωz)T,其可以在目標局部坐標系中表示為=(ωx,ωy,ωz)T[14,15].通常來說,時間和頻率之間的關系是基于將目標視作散點,研究其運動的幾何特征建立的.一般來說,雷達位于雷達坐標系(U,V,W)的原點處,點散射體P圍繞中心點O振動.中心點也是參考坐標系(X,Y,Z)的原點,該坐標系從距離雷達R0處的(U,V,W)平移而來.雷達是靜止的,位于雷達坐標系(U,V,W)的原點Q處.目標在附著于其上的局部坐標系(x,y,z)中進行描述,并具有相對于雷達坐標的平移和旋轉.為了觀察目標的旋轉,引入了參考坐標系(X,Y,Z),假設參考坐標的原點O位于距離雷達的距離R0處.t時刻,散點位于P′,則從Q處的雷達到該處粒子的距離矢量可以推導為QP=R0+Vt+?tr0,標量范圍變為

其中?t為旋轉矩陣,‖·‖為歐幾里得范數,R0表示探測距離,Vt表示帶有平移速度的位移項,?tr0表示帶有自旋速度的位移項.(1)式能夠表征不同運動狀態或運動狀態組合條件下對應的位移.根據(1)式可將返回信號寫作:

其中,ρ(x,y,z)是在目標局部坐標(x,y,z)中描述的點散射體P的反射率函數,c是光速,通過取相位的時間導數,可以獲得目標運動引起的多普勒頻移:

其中,n=(R0+Vt+?tr0)/(‖R0+Vt+?tr0‖)是QP′的單位向量.下文將討論不同運動狀態對應的頻移解析式.考慮點O相對于雷達的方位角和仰角分別為α 和β,則點O在雷達坐標(U,V,W)中位于(R0cosαcosβ,R0sinαcosβ,R0sinβ),雷達視場的單位矢量變為

假設振動目標在時間t0=0 處的散點P在參考坐標系(X,Y,Z)中位于(X0,Y0,Z0)T,則經過時間t后移動到:

散射體P由于振動而產生的速度變為

則振動目標的微多普勒頻移[16]寫作:

當方位角α 和俯仰角βP均為0,(7)式可寫作:

其中,f為載波頻率,fv為振動頻率,Dv為振幅.假設 ‖R0‖?‖Vt+?tr‖,n=R0/‖R0‖,(3)式可近似寫作:

式中第1 項是由平移引起的頻移;第2 項表征旋轉引起微多普勒效應,即

由于目標的旋轉,在局部坐標系(x,y,z)中描述目標上的任何點都將移動到參考坐標系(X,Y,Z)中的新位置.新位置可以通過其初始位置向量乘以由歐拉角 (?,θ,ψ) 確定的初始旋轉矩陣來計算,初始旋轉矩陣寫作:

其中,

在局部坐標系中觀察,目標以角速度ω繞其軸x,y和z旋轉時,位于r0=(x0,y0,z0)T的散點在局部坐標中表示的將移動到參考坐標系中的新位置,光程為?Init·r0,旋轉的單位矢量變為

設標量角速度Ω=‖ω‖,t時刻旋轉矩陣變為

在參考坐標系(X,Y,Z)中觀察到散射體P經過時間t將從其初始位置移動到新位置r=?t·?Init·r0.綜上,(10)式可寫作:

假設目標以角速度沿z軸翻滾的速度為ω=ωz(rad/s),從參考坐標(X,Y,Z)來看,目標的角速度ω′=ω·[a12,a22,a32]T,此時散射體移動到:

一般地根據(9)式,翻滾是一種含有速度、加速度和旋轉頻率的復合運動.目標在時間t的速度變為V=[Va11,Va21,Va31-gt]T:

其中,

翻滾狀態下的微多普勒頻移主要是由其旋轉項引起:

2.2 仿真研究

上述幾何解析關系式是基于將目標視作散點得到.本文利用上述理論模型,通過面元剖分的方式,結合相關物理域采用有限元分析法將每個面元上攜帶的微動信息疊加起來fmicro-Doppler=,i為面元數,以實現運動目標時間-頻率關系的提取.通過研究FFTshift 函數對仿真數據集進行處理,驗證不同運動錐體微動特性研究實驗的正確性.該仿真的計算步驟如下.

步驟1添加相關物理域

為了更貼合實際探測,仿真采用基于射頻場的電磁波頻域模型來描述實驗環境,假設發射高斯光束,則目標的回波散射場由下式構建:

其中,ω0為光斑半徑,Ebgo為背景場,p0為探測位置,k為波數,且滿足:

步驟2繪制目標

繪制頂點為原點,底部半徑為2.3 cm、高度為7 cm 的圓錐體.

步驟3導入邊界條件以及相關參數

包括引入邊界條件、光源參數、探針類型、位置、旋轉域、幾何操作和環境屬性等表征目標不同初始位置和運動狀態,其他參數在表1 列出.方位角和俯仰角可以通過設置光源和相機獲得[17].在設置完目標和入射光后,可以自動得到目標的被照射面元關系.如圖1 所示,洋紅色區域表示被照射面元部分,陰影部分表示被遮蔽面元部分,洋紅色箭頭表示入射光方向,黑色箭頭表示運動方向.

圖1 多運動錐體和入射光的初始位置示意圖 (a)自旋1/平移/振動;(b)自旋2;(c)翻滾Fig.1.Schematic diagram of initial positions of multi-motion cones and incident light: (a) Rotation 1/translation/vibration;(b) rotation 2;(c) rolling.

表1 不同位置上的頻移和頻譜寬度Table 1.Frequency shift and spectrum width at different locations.

步驟4導入公式和其他必要的幾何運算

輸入相應公式及相關參數.其他操作是指數據序列操作,包括空間投影、旋轉軸和參考坐標系等.圖2(a)—(c)分別對應圖1(a)—(c)中各類運動的錐體目標在初始位置被照射面的投影,其中綠色虛線表示對稱軸,紅色虛線表示運動軸(旋轉軸),如圖2(a),(c)中被照射面的投影都是等腰三角形,但圖2(a)中投影的對稱軸和旋轉軸共軸,圖2(c)投影的對稱軸和旋轉軸不共軸.而圖2(b)被照射面元的投影則是一個對稱軸和旋轉軸共軸的圓形.

圖2 多運動錐體運動初始位置的被照射面元投影 (a)自旋1/平移/振動;(b)自旋2;(c)翻滾Fig.2.Illuminated projection planes of initial positions of multi-motion targets: (a) Rotation 1/translation/vibration;(b) rotation 2;(c) rolling.

步驟5添加材料

目標材料為鋁,無限空間材料為空氣.目標材料和周圍空氣的引入能夠自動導入影響目標反射特性和傳輸路徑的相關參量[18,19],例如阻抗、比熱率、電導率等.

步驟6網格劃分和有限元求解

其能使用穩態求解器BiCGStab[20]解決解剖整體的復雜離散化問題.收斂次數為105,誤差為10-11.

步驟7添加研究和繪圖

展開頻域掃描,得到如圖3 所示順時針自旋1目標上位置①,④,⑤的理論頻移,用以驗證后續一維微多普勒頻移實驗的正確性.圖3(a)上①,④,⑤的頻移分別為0.913 MHz,2.007 MHz和-1.965 MHz.不難發現,位置④的頻移為正值,位置⑤的頻移為負值.這兩個點的頻移值相對較大.而由于位置①位于對稱軸上,因此頻移值較小.

圖3 圖2(a)中順時針自旋1 錐體位置①,④,⑤對應的頻移Fig.3.Frequency shifts of the cone with clockwise Rotation 1 at positions ①,④ and ⑤ in Fig.2(a).

類似地,可以通過對(8)式進行時間t的參數化掃描獲得振動目標的時間-頻移關系.將得到的時間-強度數據利用FFtshift 函數能實現時間-頻率-強度三者之間兩兩轉換,從而得到如圖4 所示的振動目標時間-強度關系的仿真曲線.不難看出,圖4 的時間-強度曲線的包絡是一條近余弦曲線.

圖4 振動錐體的時間-強度關系圖Fig.4.Time-frequency relationship of a vibrating cone.

2.3 環境影響要素分析

一般來說,當電磁束穿過具有一定大氣折射率時空統計分布的復雜系統時,由于自然或人為的影響,會受到不同程度的衰減、畸變和干擾,反映在回波信號的時間-強度分布上.因此,激光雷達的研究必須考慮發射和接收信號傳播過程中的大氣衰減.此外,實際探測條件比這些復雜得多,同時需要引入大氣湍流模型來研究傳輸路徑中的介質不均勻性[19].

2.3.1 大氣衰減理論

通常,大氣引起的激光衰減表示為

其中,I0是光強,λ 是波長,μ(λ)為大氣衰減系數.常用的衰減系數預測經驗模型為[21]

其中Vb為大氣能見度,良好的能見度Vb=23 km,a是與可見度相關的波長校正因子.根據Koschmieder 公式,可推導出近地大氣消光系數α(r)=3.912/Vb[22];大氣透射率ηatm=exp[-μ(λ)].不同可見度下的不同波長校正因子如下:

2.3.2 大氣湍流模型

回波的空間分布同樣包括湍流引起的衰減.湍流的描述模型包括大渦模擬(LES)和雷諾平均Navier-Stockes (RANS).LES 用于計算非定常湍流,RANS 尋求平均意義上的流動結果.本文所涉及的仿真方法對這兩個模型均適用.以RANS 方程中的一種典型模型——k-ε 模型為例[23],其瞬態傳輸方程可寫作:

這里,F表征類似對流擴散的算子,k是對流和耗散(包括可選的穩定)的“剛度矩陣”,u2表征速度場,k2表示湍流動能,μ是動態黏度,ε 是耗散率.當溫度變化很小時,ρ 為常數.表2 列出了其他參數及賦值.

表2 仿真中使用的大氣湍流模型參數Table 2.Parameters used in numerical simulations.

本節將開展不同環境條件對目標回波特性影響的對比仿真實驗.在2.2 節步驟1 中添加湍流k-ε 模型,圖5 為順時針自旋1 目標在不同環境條件下的強度分布及對應頻移關系.對于收發同置雷達系統,設定光源和探測位置均為(-10,1,10).不同的天氣條件具有不同的相對濕度、能見度,見表1.圖5(a)表征晴天無湍流環境下探測順時針自旋1錐體的回波強度分布以及時間-頻率關系.自旋運動導致其強度分布呈“螺紋”狀,因此,目標的強度分布圖可用以反演目標的運動狀態.利用FFT 得到對應的時間-頻率曲線.該環境條件下的時頻圖是一條余弦曲線.

圖5 不同環境條件下探測順時針自旋1 錐體目標回波強度分布及時間-頻率關系Fig.5.Echo intensity distribution and the relationship of time and frequency of a cone with clockwise rotation 1 under different environmental conditions.

圖5(b)給出了晴天湍流環境下,探測順時針自旋1 錐體的回波強度分布以及時間-頻率關系.與圖5(a)相比,由于湍流會改變傳輸路徑介質的均勻性,因此其強度分布圖也是不同的,與無湍流條件下的“螺紋”狀強度分布圖相比,湍流的存在使這種“螺紋”特征減弱,降低強度分布對運動狀態的反演能力.由于大氣湍流折射率的隨機波動,波前相位畸變破壞了光波的時空相干性,光束漂移,導致該條件下的時頻圖是一條具有“頻移變形”的類余弦曲線.變形的程度隨著湍流強度而變化.

圖5(c)表征陰天湍流環境下的強度分布及時頻關系.由于能見度和相對濕度呈明顯的反向[24]關系.對比圖5(b),(c)可以得到相對濕度引起能見度和大氣衰減系數的變化對強度分布并無影響,因此時頻曲線的形狀不變.根據(21a)式和(21b)式不難發現,大氣衰減系數對目標反射信號的強度大小具有指數影響.陰天的回波強度低于晴天,導致時間-頻率曲線的周期也變小.

一般來說,對于能見度較低的天氣,要在一定程度上增大探測光強,即能夠滿足探測條件.但是能見度較低的環境條件通常伴隨著湍流,這會改變傳輸路徑的介質均勻性,從而影響被探測目標的波形.總體來說,對中遠距離目標微動特性探測進行仿真模擬,能夠通過分析環境因素的影響實現對回波特性的控制,有利于縮短激光雷達的研發周期,減小實際探測的資源消耗.

3 實驗研究

針對晴天無湍流環境開展利用收發同置系統微多普勒效應室內實驗研究的原理,如圖6(a)所示.實驗環境波長為1064 nm 的激光器發射的種子光被光纖分束器一分為二.光路穿過摻鉺光纖放大器(EDFA)、中心頻率為100 MHz 的聲光調制器(AOM)、偏振控制器(PC)和隔離器.偏振控制器用于校正偏振狀態.隔離器可以保持光的單向輸入并避免自激振蕩.光纖放大器可以補償損耗.環形器是一種多端口非互易光學器件,可以在同一地址發送和接收信號.發射的信號從端口1 進入端口2 到達目標,回波信號被耦合進入端口2 再經過端口3 進入探測器.圖6(b)是被測的自旋和翻滾目標及轉臺.目標是一個高7 cm、底面直徑4.6 cm的圓錐體,光出射位置到目標的距離為15 cm.圖7的電動位移臺用于平移和振動目標的測量.位移臺與電源相連,設置電壓為7.7 V,計算得到目標的頻率為9.315 Hz.旋轉臺通電后,遮光臂能夠在一個運動周期內阻擋RPM (每分鐘轉數)探測器兩次.探測器與示波器相連,即可以通過信號周期計算旋轉頻率.為了更好地研究微多普勒效應,以被照射面元的整體大小是否隨時間變化作為判定依據對不同運動進行分類: 以繞軸自旋為例,被照射面元的整體大小不隨時間變化,因此不同目標位置的微多普勒頻移基本上是時不變的,這種類型的運動被稱為頻移時不變運動;而振動、翻滾和平移目標的被照射面元整體則隨著時間變化,即頻移時變運動.為了更好地研究目標上不同位置的微多普勒頻移變化,入射方向相較于水平地面有一個2°的夾角.

圖6 運動目標微多普勒頻移實驗裝置圖Fig.6.Device for measuring the micro-Doppler frequency shift of moving targets.

圖7 電動位移臺Fig.7.Electric moving stages.

3.1 頻移時不變運動目標的微動特性

首先,以圖1(a),(b)的頻移時不變運動目標自旋1 和自旋2 錐體為例開展微多普勒效應的研究.示波器探測得到的時域關系利用FFT 操作再與中心頻率比較,即可得到如圖8 和圖9 所示自旋錐體上不同位置的頻移.圖8 為自旋1 錐體上不同的頻移.頻移曲線包絡的近似為直角三角形.圖8(a)—(c)為順時針自旋1 錐體上位置①—⑤的頻移,其頻移曲線包絡為斜邊在左的直角三角形.實際探測位置①的頻移為0.547 MHz,位置④的頻移為1.549 MHz,位置⑤的頻移為1.656 MHz.實驗結果表明,錐體目標上的位置越低,兩側的頻移差就越大.這與圖3 仿真的結論不謀而合.圖8(d)—(f)為逆時針自旋1 錐體上位置①—⑤的頻移,其頻移曲線包絡為斜邊在右的直角三角形.綜上可以發現,頻移的包絡形狀能夠反演出目標的運動方向.

圖8 自旋1 錐體上位置的頻移示意圖 (a)—(c)順時針自旋1 錐體上位置①—⑤的頻移;(d)—(f)逆時針自旋1 錐體上位置①—⑤的頻移Fig.8.Diagrams of micro-Doppler at different positions of the cone with rotation 1: (a)—(c) Frequency shift of a cone at positions①—⑤ with the clockwise rotation 1;(d)—(f) frequency shift of a cone at positions ①—⑤ with the counterclockwise rotation 1.

圖9 為順時針自旋2 錐體上位置①—⑦的頻移,這些位置的頻移和譜寬等信息在表3 列出.其中,位置①和②處的頻移值為正,位置①'和②'處的頻移值為負.在位置③,④和④',③'處,頻移為一正一負,不難發現,互為軸對稱位置的頻移正負性也相反.位置⑤—⑦位于對稱軸上,而這些位置的譜線包絡形狀是幾乎相同的等腰三角形.理論上,位于圖2(b)圓周上的位置應該具有相同的頻移量,而入射夾角的引入使這些頻移量稍有不同,但這并不影響實際測量頻移的變化趨勢.另外,在中心軸位置的頻移值和頻譜譜寬相對較小,而在圓的外圈的頻移值和頻譜寬度較大.綜上所述,將微多普勒頻移和目標的形狀特征聯系起來,即得到頻移的正負性,包絡形狀和譜線寬度都有助于反演目標的形狀特征和運動特性.

表3 不同位置上的頻移和頻譜寬度Table 3.Frequency shift and spectral width at different positions.

3.2 頻移時變運動目標的微動特性

振動、翻滾和平移都屬于頻移時變運動.振動和翻滾是頻移隨時間周期性變化的運動,即周期性頻移時變運動,應研究這類運動目標在一個周期中頻移幅度的最高值、最低值和中值對應的3 個時刻.設振動幅度約為0.4 cm,振動頻率為1.05 Hz.在一個振動周期內頻移如圖10 所示,頻移譜線包絡形狀為三角形.

圖10 振動目標上圖2(a)中位置①處一個周期內三個時刻對應的頻移Fig.10.Frequency shift at three times in a cycle on position ①in Fig.2 (a) of a vibrating target.

設置翻滾頻率為4.10 Hz.在圖2(c)的①—⑤位置,一個周期內3 個時刻的頻移如圖11 所示.總體來說,順時針翻滾的錐體頻移包絡形狀是斜邊在左邊的直角三角形.逆時針翻滾的現象正好相反,這類似自旋1 的結論.但不同的是,由于可能存在位置①,②和④可能出現在翻滾過程中被遮擋的情況,此時對應的頻移為0.因此,可以通過頻移圖像的對比推斷出目標運動姿態.

圖11 翻滾目標不同位置的微多普勒頻移圖 (a)—(e)順時針翻滾圓錐上位置①—⑤處的頻移;(f)—(j)逆時針翻滾圓錐上位置①—⑤處的頻移Fig.11.Diagrams of micro-Doppler frequency shift at different positions of rolling targets: (a)—(e) Frequency shifts at positions①—⑤ of a clockwise rolling cone;(f)—(j) frequency shifts at positions ①—⑤ of a counterclockwise rolling cone.

以圖12 所示的平移為例,對應的微多普勒頻移不隨時間呈現周期性.假設目標遠離探測器的方向是正方向.黑色表示目標正在靠近探測器以速度為V=-1 cm/s 移動,對應頻移為負值.紅色和藍色線分別表示目標遠離探測器以速度V=1 cm/s 和V=3 cm/s 移動,頻移為正.平移的速度越快,頻移幅度就越大.綜上所述,可以得出關鍵的結論,即頻移的正負值可以用來確定運動方向,頻移的大小可以用來確定運動速度.

圖12 勻速平移圓錐1 s 內的微多普勒頻移曲線Fig.12.Curve of a translating cone with a uniform speed in 1 s.

利用FFTshift 函數對上述實驗采集到的頻率-強度離散數據點進行譜運算,可以得到目標時間-頻率-強度參量之間的兩兩關系,從而實現運動目標多維度微運動特征的提取和分析.為了滿足數據集的可被分割原則,設定采樣頻率為10 kHz,信號函數滿足:

其中,A,B,X,Y,P,Q是常數.通過上述操作分別得到順時針自旋1、順時針自旋2、振動、順時針翻滾和平移運動錐體的時間-頻率-強度關系曲線,如圖13 所示.很明顯,不同的運動狀態對應的三維信號時頻強度[25]特征也具有著不同的譜線包絡形狀: 順時針自旋1 的時強曲線包絡類似余弦曲線;順時針自旋2 和順時針翻滾的信號曲線包絡則都具有明顯的三角形特征,二者存在著細微的區別;振動目標的時間-強度曲線包絡是隨時間變化的半圓形;平移目標的時間-強度曲線包絡相對是一條直線.綜上所述,時間-頻移-強度三維關系曲線也可作為反演目標運動特性的重要工具.

圖13 不同類型運動錐體的時間-頻率-強度三維關系圖 (a) 順時針自旋1;(b)順時針自旋2;(c)振動;(d)順時針翻滾;(e)平移Fig.13.Three-dimensional diagram of time-frequency-intensity relationship on diverse moving cones: (a) Clockwise rotation 1;(b) clockwise rotation 2;(c) vibration;(d) clockwise rolling;(e) translation.

4 結論

除了2.3 節中的環境因素,對比圖3 和圖8(a)—(c)不難發現,實際探測過程中由于傳輸過程和探測引起的衰減會導致實際頻移幅度較小;通過對比圖4 和圖13(c)可以得到,由于實際測量中的噪聲和光纖振動等不可控因素,使實際上探測的曲線包絡較理論而言不均勻,且仿真曲線周期略大于實驗周期.綜上所述,客觀因素(環境條件)以及人為因素(實驗條件)會導致實驗誤差的產生.對于惡劣環境條件,應先通過對試驗環境的仿真輔助控制探測功率,選擇合適的波長以確保探測光的可接收性以及接收信號的準確性,此外可以通過相干探測滿足對背景光的抗干擾能力,選擇合適信噪比的種子源提升探測精度[26],固定光纖減少振動等方式降低人為因素帶來的誤差.

綜上,本文在微多普勒效應解析法和電磁波頻域模型的基礎上,利用有限元分析開展三維目標時頻關系模型以及討論相對濕度、能見度以及有無湍流等環境條件對實驗回波強度和時頻關系影響.此外,定義了一種姿態分類方法,即將運動分為頻移時不變運動和頻移時變運動.頻移時不變運動主要是兩種類型的自旋,頻移時變性運動主要為振動、翻滾和平移.利用收發同置探測系統,完成一維微多普勒頻移信息的提取;根據FFT 函數實現運動目標的三維微多普勒時間-頻率-強度之間的關系的建立.仿真和實驗結果均表明,微多普勒是反演目標形狀、運動類型、運動方向和運動速度的重要影響因素.這種多維參數處理的方法實現了對目標微動特征宏觀信息的測量和微觀信息的提取,為雷達探測和隱藏目標的精確識別和定位奠定了理論和試驗基礎.