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太赫兹雷达基础

由于雷达的基本原理是基于电磁散射，所以本章着重讲述如 何利用太赫兹时
域技术对电磁散射进行时间分辨率的测量。电磁散射是个巨大的研究领域，它除
了在商业和军事雷达方面有所应用之外，在很多测量技术中也都有广泛的应用。
而且绝大多数的处理方法 都是在频域中研究散射的。由于光学方法产生的太赫兹
带宽脉冲具有很宽的带宽、相干位相，以及可以在 亚皮秒分辨率的基础上直接测
量电磁场，所以它为研究基本散射机理提供了一种很有价值的新方法。 < br>基于电磁散射的雷达具有很重要的商业价值和军事价值，而且利用它还可以
进行生物成像、多普勒 技术应用以及军事目标识别等。我们最常见的电磁散射是
球形和圆柱形等简单几何体的电磁散射，而且由 于散射辐射具有典型的方向相关
性，即散射信号取决于散射体相对于入射场和探测场k波矢的取向，所以 求解散
射的解析解通常情况下是很困难的。当散射体或目标物的尺寸或外形与波长（共
振区域） 处于同等量级时，以及处理大目标或高频散射的问题更加困难。

图9-1 频率相关的介电常数和磁导率分别对散射信号ε（ω）和μ（ω）的作用

当利用散射作为遥 感手段时，需要利用某一特定时间相关或频率相关的散射
辐射来识别物体。但是这种方法涉及到诸多因素 的影响，如图9-1所示。这些因
素主要有：被测物的组成元素、被测物的几何构造，以及周围的环境因 素等等。
散射具有高度的方向相关性；“单站雷达”通常是利用反向散射来测量的散射信
号的。 如果入射光和散射光的传播矢量的夹角不为零时，则需用“双站雷达”，
即收发分置雷达来实现对散射信 号的测量。对于大多数的散射问题，光源距离物
体很远，入射光可以认为是一个平面波。当入射波的波阵 面穿过被测物体后，它
的位相变化小于一个信号周期，即ΔΦ<<2π，通过测量整个目标范围内电场的 相
位变化ΔΦ，就可得到波阵面的曲率，如图9-2所示。用于目标识别的一般算法，
需要对所 有可能的目标，在不同的方向和角度上计算出它们的散射信号。但这种
计算方法计算起来非常困难，并且 如果要对实际的目标进行识别的话，通常要依
赖于已知的信息库，而且主要是取决于特征信号，但这个特 征信号是与方位无关
的。

图9-2 处于雷达远处目标的波阵面可以近似视为平面波

对于大多数一般性的问题通常都需要对其进 行简化，而且这个简化过程与被
测物的共振频率有关。共振一般在目标物的散射中心之间产生，例如：喷 气发动
机的圆柱形腔。由于共振频率只由目标物体本身的特性决定，而且在某种程度上
共振频率 与方位无关。所以这些共振引起的散射被称作“后期响应”。
在时域中测量后期响应是识别复杂目标的 一种简单方式，它所采用的是短脉
冲源。这样做的优势在于：能够从时间上按照散射机理单独计算出散射 响应。而
且利用脉冲的相干宽带宽和相位相干性，很容易能够分析计算出非线性散射问
题。为了 能够识别出目标物，首先需要一个宽带宽的短脉冲从目标物上镜面反射
回来。但是，这个脉冲也会激发目 标物使其发生共振，而且在随后的时间内将会
向外辐射能量。利用时间分辨率测量可以将延时响应分离出 来。如果将宽带宽的
脉冲和短脉冲雷达的时间分辨率结合使用，根据散射频率之间的相位关系，则可得出被测物的物理特性。
从时间上分离不同的散射不仅有助于目标的分辨，而且能深入了解散射的 物
理机制。这种对散射过程的分析，能够有效地推动在时域中的电磁散射测量。如
果要实现这一 过程，则需要宽带宽，位相相干的短脉冲，以及很高的时间分辨率
直接测量电磁场的能力。
太赫兹雷达
根据雷达主方程可知，测距雷达系统需要辐射源、散射体，以及探测散射辐
射的系统。对太赫兹时域光谱系统作些改进就能成为太赫兹脉冲散射测量系统，
即太赫兹雷达，如图9 -3（a）所示。通过可偏转的反射镜将太赫兹光束打到目标
物上，而后调整太赫兹探测器就可接收到散 射辐射。这种结构的优点是：在移动
可偏转的反射镜的同时，可以利用太赫兹时域光谱系统来探得物体材 料的特性。
太赫兹源位于离轴抛面镜的焦点处，其中离轴抛面镜在这里的作用就是聚集
和校准 太赫兹光束。太赫兹光束通过平面镜反射到目标物上，金属镜对太赫兹的
反射率可接近100%。用这套 装置要进行散射测量的话，校准后的太赫兹光束能
传播50-100厘米远的距离，当太赫兹光束入射到 物体上时，物体会以4π的立体
角将入射光散射。散射场的振幅、相位和偏振取决于被探测物的组成成分 及其取
向，观测散射辐射的角度，以及入射辐射的频率和偏振状况。雷达系统通常有两
种，一种 是单站雷达，对于这种装置来说，散射光是沿着入射光的路径原路返回
后被探测，也就是说光源和探测器 是在一块的；另一种就是双站雷达，它是应用
于入射波矢和所要探测的散射波矢之间夹角为非零角的情况 ，如图9-3（a）所示，
对于67cm远的目标物，收发夹角近似为11度。

图 9-3 太赫兹雷达示意图

如上图所示，可偏转反 射镜附近的双向箭头表示可偏转的反射镜通过辅助系
统能进行共轴平移。（b）表示基于半导体GaAs 所做的太赫兹源。（c）表示太赫
兹探测器中，沉积在蓝宝石硅片上的偶极天线。
散射辐射可 以被第二个抛面镜所收集，然后直接入射到接收器（探测器）的
硅透镜上。事实上，收集散射辐射的立体 角与频率有很大的关系。如果频率很高
的话，则收集角会很小，而这正是太赫兹探测器指向性很强的原因 所在。由此可
以看出，由于目标物的散射辐射呈各向同性，因此探测器所接收到的功率只是入
射 到目标物上的功率的一小部分。如果要用太赫兹脉冲测距系统的话，需得将其
密封在盒子当中，盒子中要 充满干燥的空气以减小水蒸气的影响。
9.2.1 能对目标均匀照射的太赫兹雷达
用光学 太赫兹源产生太赫兹光束的目的就是尽可能在目标物上生成均匀的
平面波，即照射在目标物上的光强分布 均匀且其波阵面为平面。而实际光源产生
的太赫兹光束近似为高斯型，而振幅为1e的高斯光束腰则在硅 透镜的输出面上。
而且由于衍射作用的存在，太赫兹源所输出的太赫兹脉冲的各频率分量会发生发
散。
如果要进行精确的散射测量，则需要同时满足两个条件：1）电磁场分布均
匀，2）波 阵面为一平面。在这里我们可以认为光束1e振幅处的光斑半径范围
内都是均匀场，而它的尺寸应该比目 标物大。另外，光斑的大小也应该是与频率
无关的。频率低对应的光斑尺寸大；随着距光源的距离逐渐增 加，对于不同频率
的1e处的光束直径都会开始会聚。如果在瑞利范围之外，各个频率分量的离散
角的值会相等。因此对于图9-3中所示的光学装置来说，当频率大于0.5THz时，
就可以对目标 进行近似均匀照射。此外，波阵面的曲率半径R决定着通过目标
物的相位误差⊿Ф（见图9-1），而曲 率半径趋于无穷大（R→∞）则是理想状态。
尽管图9-3所示的太赫兹雷达所产生的太赫兹光束的频 率能高于0.5THz，
但当频率低于这个值时，它就不能对目标物进行均匀照射了。为了得到均匀振幅
和最小相位的变化，对于所有的频率分量，目标物与频率相关的光腰之间的距离

必须为瑞利长度多倍。如0.2THz所对应的瑞利长度为1.2m，而这个值在实际情
况中却是实现不 了的。如图9-4所示，通过在太赫兹光路中增加修正波阵面的光
学镜片（硅制透镜），在整个带宽范围 内就能得到极其均匀的波阵面。当硅透镜
与离轴抛面镜共焦放置时，所产生的太赫兹光腰则正好处在目标 物上。而且在硅
透镜的焦距处，所有频率分量的腰斑直径都是一样的。

图9-4 加置硅制透镜的太赫兹雷达，以求在目标物上得到真正平面波

总之，波阵面的曲率和空白区 的直径在很大程度上取决于所用的光学镜片。
对于图9-3所示的太赫兹雷达来说，空白区的大小随着源 与物体之间的距离的增
大而增大。但是在图9-4所示的太赫兹雷达装置上加置了一个透镜之后，就可以
确保到达目标物上的波阵面为一平面，并且光束直径与频率无关，但是这样做却
限制了可探测目 标物的最大尺寸。
9.2.2 探测目标
图9-2描述了太赫兹光束入射到某物体上所发生 的各种辐射过程。“目标物”
就是要被测定其散射特性的物体。太赫兹光束的直径和波阵面曲率半径决定 着所
能测得目标物的最大尺寸。通过太赫兹脉冲测距系统即太赫兹雷达就可以获取目
标样品的特 性。而参考目标物具有已知的、频率相关的响应，并且能突出脉冲测
距的特性。通过对参考目标进行实际 的测量来获取脉冲特性，然后再根据这个特
性对所测得散射信号的系统响应求解卷积。
目标物 主要是由以下两种简单的几何体来构成的：圆柱体和球体。它们所发
生的散射都是能够计算出来的，由此 也就可以描述太赫兹脉冲测距的特性。如果
柱体是无限长的，则处于太赫兹光束场分布外以外的柱体只能 以理论的形式来处
理。而球体则必须处在空白区域以内，对于所用的太赫兹雷达装置来说，它的空
白区的直径大约是10mm。
从实验方面来讲，目标物必须是处于一个相对于入射波矢k的已知方位 ，也
就是具有相同的θ角和

角。对于结构简单的几何体，将其进行共线调整是很容< br>易的：球体目标物是与方向无关的，而如果入射太赫兹光束的
ｋ
矢量垂直于柱体
的轴线，则柱体与θ方向是无关的。而

方向的共线调整可以通过把目标物放在
一个精 密旋转台上来实现，然后利用可以运动的底座来对其进行调整。

对于部分在太赫兹光束 以外的无限长的柱体目标物来说，固定元件可以安装
在太赫兹光束的下方，而它们在测距过程中是探测不 到的。有些目标物如柱体，
必须全部位于太赫兹光路中，这样就需要有承重机构以使对散射场的扰动影响 降
到最低。
9.2.3 散射辐射
由于目标物必须被放置在空白区域以内，所以目 标物通常会挡住一部分的太
赫兹入射光束，从而散射功率也仅仅是入射太赫兹功率的一部分。某一特定的 目
标物的散射辐射是方向，以及目标与散射场中所测量点之间间距的函数。这些因
素明显取决于 目标物的几何形状及其组成成分。总之对于每个感兴趣的特殊目标
物都必须要对其进行数值计算。结构复 杂的目标物的散射场强变化很快，并且相
位会随着θ和

的变化而变化。对于几何结构 简单的目标物，它的散射波阵面的
变化较慢。其中，散射波阵面的曲率与目标物的外形相似。球体会散射 球面波，
柱体会散射柱面波。散射辐射的场强是关于到目标物距离r的函数，对于无限长
的柱体 目标物来说，它的场强以
r
12
的关系减小；而球体则以
r
的关系 减小。
1
散射电场的最大优点在于它可以在一个具有无穷大动态范围的孤立点上测
量场。实际上60dB的动态范围对于功率来说就已经足够大的。在散射电场空间
变化很快的情况下，就 得用小孔径立体角的探测器（小孔径的探测器，或者探测
器放置在距离目标物很远的地方），以便于在通 过探测器孔径时不发生干涉效应。
然而探测器的孔径小，它的功率也小，因此在探测器的尺寸，目标物和 探测器之
间的间距以及探测器的信噪比之间需要做一下权衡。
对于图9-3和图9-4所表示 的雷达系统，散射场是通过空间传播的，然后用
一离轴抛物面镜将其聚焦到探测器上。
9.2.4 双站雷达
大多情况下，目标物都会发出散射信号，它是频率、入射波矢k的方向 和所
测量的散射场的角度（即θ和

）的函数。在图9-3和图9-4中所示的太赫兹 雷
达装置中，对于固定的收发分置角处目标物响应的测量来说，它是由θ=2arctan(dr)这个关系式来决定的，其中d表示平面偏转镜之间的距离，r表示这些镜子到目
标物的距离。就前面 所讲的装置而言，

=10
0
±3
0
，θ=0
0< br>。如图9-5所示，为了能
够全角度范围内探测到目标物，引入了一个收发分置范围，即

角，其范围在20
o
到210
o
之间。
太赫兹探测器模 块被固定在一个光学轨道上，它能够绕着目标的中心位置转
动。如图9-5所示，利用固定在旋转臂的一 个反射镜就可以对探测器的选通光束
进行调节。从而也就可以在一个很大的角度范围对

角进行调整，并且它只会受
到太赫兹源的位置和测距的限制。

图 9-5 能够改变探测角度的太赫兹脉冲雷达测距系统