浅海小掠射角的海底界面声反向散射模型的简化

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1.引　言

海底作为浅海混响的主要散射源, 浅海海底界面混响是很多****探究的课题. 浅海混响根据其形成过程可以分为传播和散射两个过程. 入射声传播和散射声传播过程同属信道声传播问题, 研究较为完善. 而散射过程则比较复杂, 散射强度的测量也较难实现, 尤其是小掠射角的反向散射的测量, 所以针对散射的研究相对比较受限. 在混响研究伊始, 各国****均采用经验的散射模型描述海底对声场的散射作用. 由于其形式较为简单, 运算速度较快, 在主动声纳预报系统中有很大的优势^[1-4], 至今仍被延续使用. 但是该类型的散射模型也存在着很大的局限性, 很难分析海底散射机理. 最初的经验散射模型是借鉴光学理论中提出的半无限自由空间中的Lambert散射定律给出的海底散射模型, 是海底散射强度与平面波掠射角之间的关系. 而在波导环境中, 由于频散效应的存在, 平面波散射理论不再适用于声场处理, 遂采用简正波理论, 避免了频散产生的多途现象. 然而简正模态的掠射角不同于平面波的掠射角, 因此对波导环境中的声散射问题不能够直接采用经验的Lambert散射模型. 近年来, 越来越多的****开始从海底散射的物理机理着手建立散射模型. 国际上关于物理散射模型的建模方法包括有限元方法^[5]、Kirchhoff近似方法^[6]、微扰近似方法^[7-10]. 国内关于物理散射模型的研究最具代表性的是中国科学院声学研究所的高天赋和尚尔昌. Shang等^[11]在Gao^[12]和Tang^[13]的研究基础上提出了全波动混响理论, 并对该模型进行了一系列的发展. 2001年, Gao等^[14]提出了依据混响数据反演海底反向散射矩阵的方法. Wu等^[15,16]将海底反射模型引入到浅海混响模型中简化了混响衰减特性与海底沉积层参数之间的关系, 为海底地声参数的反演提供了一种新方法.
本文在尚尔昌和吴金荣的研究基础上, 对反向散射模型进行进一步分析. 通过引入海底反射系数的相移参数, 描述海底对声场的散射作用, 分析海底反向散射模型的角度特性和强度特性. 在实际应用允许的误差范围内, 进一步分析海底粗糙界面反向散射模型的角度特性和强度特性, 并与经验散射模型进行对比, 说明两者之间的异同.

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2.1.浅海海底粗糙界面散射

全波动混响理论的基础思想是将海底粗糙界面对声场的散射作用看作是“二次声源”向外辐射声能量, 从而将海底粗糙界面的散射作为“声源”向波导环境中辐射声能量^[11]. 该“声源”的声源强度与入射声强度成正比关系. 在水平均匀的波导环境中, 单位简谐点源入射声场满足波动方程为

${\nabla ^2}{u_{{\rm{w,b}}}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}} + k_{{\rm{w,b}}}^{\rm{2}}{u_{{\rm{w,b}}}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}} = 4{\rm{{\text π} \delta (}}{{{R}}_1} - {{{R}}_0}{\rm{)}}, $

海底粗糙界面的“二次声源”满足

$ \begin{split} & {\left. {\frac{{\partial {u_{\rm{w}}}({ R_1},{ R_0})}}{{\partial z}} - \frac{{\partial {u_{\rm{b}}}({ R_1},{ R_0})}}{{\partial z}}} \right|_{z = {H_0}}}\\ = & V({R_1}){G^{\rm{i}}}({ R_1},{ R_0}), \end{split} $

$ \begin{split} & {\left. {{\rho _{\rm{w}}}{u_{\rm{w}}}({ R_1},{ R_0}) - {\rho _{\rm{b}}}{u_{\rm{b}}}({ R_1},{ R_0})} \right|_{z = {H_0}}}\\ = & p({ R_1}){G^{\rm{i}}}({ R_1},{ R_0}), \end{split} $

${G^{\rm{i}}}({{{R}}_1},{{{R}}_0}) = \sqrt {\frac{{2{\rm{\pi }}i}}{{{k_{\rm{w}}}r}}} \sum\limits_{m = 1}^M {{\phi _m}({z_0}){\phi _m}{\rm{(}}{H_0}{\rm{)}}{{\rm{e}}^{{\rm{i}}{k_m}r - {\beta _m}r}}} , $

$V({{{R}}_1}) = \left(k_{\rm{w}}^{\rm{2}} - \frac{{k_{\rm{b}}^{\rm{2}}}}{\kappa }\right)\eta {\rm{(}}{r_1}{\rm{)}} + \left(1 - \frac{1}{\kappa }\right){\nabla _ \bot } \cdot {\rm{(}}\eta ({r_1}{\rm{)}}{\nabla _ \bot }{\rm{)}}, $

$p{\rm{(}}{{{R}}_1}{\rm{)}} = {\rm{(}}{\rho _{\rm{w}}} - {\rho _{\rm{b}}}{\rm{)}}\eta {\rm{(}}{r_1}{\rm{)}}\frac{\partial }{{\partial z}}, $

${k_{\rm{w}}} = \frac{{2{{\text π}}f}}{{{c_{\rm{H}}}}},\;\;\;\;\;\;{k_{\rm{b}}} = \frac{{2{{\text π}}f}}{{{c_{\rm{b}}}}},\;\;\;\;\;\;\kappa = \frac{{{\rho _{\rm{b}}}}}{{{\rho _{\rm{w}}}}}, $

其中, ${{{R}}_0} = {\rm{(}}{r_{\rm{s}}},{z_0}{\rm{)}}$

, ${{{R}}_1} = ({r_1},{H_0})$

分别是声源和散射点的空间位置, 两者之间的水平距离差为$r = |{r_{\rm{s}}} - {r_1}|$

; $ u_{\rm{w}}, u_{\rm{b}}$

分别是水介质和沉积层介质中“二次源”的辐射声场(下脚标w和b分别代表水介质和沉积层介质); ${k_{{\rm{w,b}}}}$

是水介质和沉积层介质中的波数, 与声源频率$f$

和介质声速有关; ${c_{\rm{H}}} = $

$ {c_{\rm{w}}}{\rm{(}}{H_0}{\rm{)}}$

是海深处的声速, 沉积层介质和水介质的密度比用$\kappa $

表示; ${G^{\rm{i}}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}}$

是波导环境中初级声场的格林函数. 根据简正波理论的思想, 在浅海波导环境中, ${G^{\rm{i}}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}}$

可以表示为简正模态${\phi _m}({H_0})$

(实际上是${\phi _m}(z)$

, $z$

是接收深度, 在这里的接收深度为海深${H_0}$

)叠加的形式, 如(4)式所示, k_m和${\beta _m}$

分别是简正模态本征值的实部和虚部. $V({{{R}}_1})$

和$p({{{R}}_1})$

则分别是质点振速算子和压力算子, 作用到初级声场的格林函数${G^{\rm{i}}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}}$

, 得到海底粗糙界面的“二次速度源”的声源强度$V{\rm{(}}{{{R}}_1}{\rm{)}}{G^{\rm{i}}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}}$

和“二次压力源”的声源强度$p{\rm{(}}{{{R}}_1}{\rm{)}}{G^{\rm{i}}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}}$

. 在瑞利参数较小的情况下, Bass给出了(5)式和(6)式的近似表达式. ${\nabla _ \bot }$

为水平梯度算子,

${\nabla _ \bot } = \frac{\partial }{{\partial r}}.$

根据格林定理, 水平均匀波导环境中, “二次速度源”在接收点${{R}} = {\rm{(}}{r_{\rm{r}}},z{\rm{)}}$

处的辐射声场可以通过格林函数$G_{{\rm{w,b}}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}}$

给出形式解. 辐射声场的格林函数满足

$\begin{aligned}& {\nabla ^2}G_{\rm{w}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}} + k_{\rm{w}}^{\rm{2}}G_{\rm{w}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}} = 0\;\;\;z < {H_0}\\& {\nabla ^2}G_{\rm{b}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}} + k_{\rm{b}}^2G_{\rm{b}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}} = 0\;\;\;z > {H_0}\end{aligned},$

同时满足边界条件

$\begin{gathered} {\left. {\frac{{\partial G_{\rm{w}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}}}}{{\partial z}} - \frac{{\partial G_{\rm{b}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}}}}{{\partial z}}} \right|_{z = {H_0}}} = {\rm{\delta (}}{{R}} - {{{R}}_1}{\rm{)}} \\ {\left. {\rho G_{\rm{w}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}} - {\rho _{\rm{b}}}G_{\rm{b}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}}} \right|_{z = {H_0}}} = 0 \\ \end{gathered} .$

在接收点 “二次速度源”的辐射声场满足形式解,

$u_{\rm{w}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}} = \int {G_{\rm{w}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}}V{\rm{(}}{{{R}}_1}{\rm{)}}{G^{\rm{i}}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)d}}{{{R}}_1}} .$

“二次压力源”的辐射声场同样有(11)式的形式解,

$u_{\rm{w}}^{\rm{p}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}} = \int {G_{\rm{w}}^{\rm{p}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}}p{\rm{(}}{{{R}}_1}{\rm{)}}{G^{\rm{i}}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)d}}{{{R}}_1}} ,$

其中, $G_{\rm{w}}^{\rm{p}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}}$

是“二次压力源”的辐射声场的格林函数. 根据边界处法向振速与压力之间的关系, 不难得到$G_{\rm{w}}^{\rm{p}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}}$

与$G_{\rm{w}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}}$

满足

$G_{\rm{w}}^{\rm{p}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}} = - \frac{1}{{{\rho _{\rm{w}}}}}\frac{\partial }{{\partial z}}G_{\rm{w}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1}{\rm{)}}.$

叠加“二次速度源”和“二次压力源”的辐射声场, 得到海底粗糙界面向波导环境中辐射的总声场

${u_{\rm{w}}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}} = u_{\rm{w}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}} + u_{\rm{w}}^{\rm{p}}{\rm{(}}{{R}},{{{R}}_1},{{{R}}_0}{\rm{)}}.$

将(11)—(13)式代入(14)式, 得到海底粗糙界面散射声场的一般形式解

$\begin{split}& {u_{\rm{w}}}( R,{ R_1},{ R_0})\\ = & \int [G_{\rm{w}}^{\rm{V}}( R,{ R_1})V({ R_1})\\& - \frac{1}{{{\rho _{\rm{w}}}}}\frac{\partial }{{\partial z}}G_{\rm{w}}^{\rm{V}}( R,{ R_1})p({ R_1})]{G^{\rm{i}}}({ R_1},{ R_0}){\rm{d}}{ R_1}.\end{split}$

实际上, 入射声场的格林函数、散射场的格林函数以及初级声场的格林函数有一致的形式解, 忽略他们之间的差异,

${G^{\rm{i}}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{R}}{\rm{)}} = G_{\rm{w}}^{\rm{V}}{\rm{(}}{{{R}}_1},{{R}}{\rm{)}} = G{\rm{(}}{{{R}}_1},{{R}}{)},$

所以对(15)式进行简化得到

$\begin{split}& {u_{\rm{w}}}( R,{ R_1},{ R_0})\\ = & \int_S {[G( R,{ R_1})V({ R_1})} \\& - \frac{1}{{{\rho _{\rm{w}}}}}\frac{{\partial G( R,{ R_1})}}{{\partial z}}p({ R_1})]G({ R_1},{ R_0}){\rm{d}}{ R_1}.\end{split}$

对于本地混响, 声源和接收均在同一水平位置. 为了方便计算, 通常令其位于过源点的垂直轴线上, 即${r_{\rm{s}}} = {r_{\rm{r}}} = 0$

. 将(4)—(6)式代入(17)式, 并通过分部积分法得到简谐点源的海底粗糙界面的反向散射声场, 将其描述为简正模态的叠加形式^[11],

$\begin{split}& {u_{\rm{w}}}(r,z)\\ = & \displaystyle\frac{{2\pi i}}{{{k_{\rm{w}}}r}}\sum\limits_m^M {\sum\limits_n^M {{\phi _m}({z_0}){\phi _m}({H_0})} } \cdot C_{mn}^\eta K_{mn}^\eta ({k_m},{k_n})\\& \times {\phi _n}({H_0}){\phi _n}(z){{\rm{e}}^{ - ({\beta _m} + {\beta _n})r}}\end{split}$

其中

$C_{mn}^\eta = k_{\rm{w}}^{\rm{2}} - \frac{{k_{\rm{b}}^2}}{\kappa } + {\rm{(}}1 - \frac{1}{\kappa }{\rm{)}}{k_m}{k_n} + \frac{{1 - \kappa }}{{{\kappa ^2}}}{\gamma _m}{\gamma _n}, $

$K_{mn}^\eta {\rm{(}}{k_m},k{}_n{\rm{)}} = \int {\eta {\rm{(}}r'{\rm{)}}{{\rm{e}}^{{\rm{i(}}{k_m} + {k_n}{\rm{)}}r'}}{\rm{d}}r'} .$

2.2.浅海海底粗糙界面混响

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2.2.浅海海底粗糙界面混响

实际上(18)式是平坦波导环境中海底粗糙界面散射场的稳定解形式. 对于声源脉冲信号s(t), 其功率谱$F\left( \omega \right)$

满足Fourie变换

$F{\rm{(}}\omega {\rm{)}} = \int_{ - \infty }^{ + \infty } {s{\rm{(}}t{\rm{)}}{{\rm{e}}^{ - {\rm{i}}\omega t}}{\rm{d}}t},\tag{21a}$

$s{\rm{(}}t{\rm{)}} = \frac{1}{{2{\rm{\pi }}}}\int_{ - \infty }^{ + \infty } {F{\rm{(}}\omega {\rm{)}}{{\rm{e}}^{{\rm{i}}\omega t}}{\rm{d}}\omega }.\tag{21b}$

根据Fourie变换的性质, 得到入射信号为s(t)的海底散射声场为

$ u_{\rm{w}}^{s{\rm{(}}t{\rm{)}}}{\rm{(}}r,z{\rm{)}} = \frac{1}{{2{\rm{\pi }}}}\int_{ - \infty }^{ + \infty } {F{\rm{(}}\omega {\rm{)}}{u_{\rm{w}}}{\rm{(}}r,z{\rm{)}}{{\rm{e}}^{{\rm{i}}\omega t}}{\rm{d}}\omega } .$

将声源信号的功率谱函数$F\left( \omega \right)$

和(18)式代入(22)式, 同时取水平波束在中心频率处的两阶泰勒级数展开, 进而得到脉宽为$\tau $

声源信号s(t)的反向散射声场,

$\begin{split}& u_{\rm{w}}^{s(t)}(r,z)\\ = & \frac{{2\pi i}}{{{k_{\rm{w}}}r}}s(t - {t_0})\sum\limits_m^M {\sum\limits_n^M {{\phi _m}({z_0}){\phi _m}({H_0}) } } \\& \times C_{mn}^\eta K_{mn}^\eta \cdot {\phi _n}({H_0}){\phi _n}(z){{\rm{e}}^{ - ({\beta _m} + {\beta _n})r}}\end{split}$

其中, t₀是信号的传播时间, 与散射环的水平距离满足${t_0} \approx {{2r}/{{c_{\rm{H}}}}}$

.
混响是能够同一时刻被接收、来自各方向散射回波的叠加. 对于海底粗糙界面混响而言, 同一时刻接收到的散射回波来自于宽度为$\Delta r = {{{c_{\rm{H}}}\tau }/2}$

的散射圆环, 其内径为${r_{{\rm{in}}}} = r - \displaystyle\frac{{{c_{\rm{H}}}\tau }}{4}$

, 外径为${r_{{\rm{ex}}}} = r + $

$ \displaystyle\frac{{{c_{\rm{H}}}\tau }}{4}$

. 对(23)式计算强度, 并在散射环面积上进行积分得到海底粗糙界面混响平均强度

$ {I_\eta }{\rm{(}}r,z{\rm{)}} = \int_A {\langle u_{\rm{w}}^{s{\rm{(}}t{\rm{)}}}{\rm{[}}u_{\rm{w}}^{s{\rm{(}}t{\rm{)}}}{\rm{]}}^{*}\rangle } {\rm{d}}A, $

其中, $ {\rm{[}}u_{\rm{w}}^{s{\rm{(}}t{\rm{)}}}{\rm{]}}^* $

是$u_{\rm{w}}^{s{\rm{(}}t{\rm{)}}}$

的复共轭.
假设散射环面积内的海底界面起伏高度满足各向同性的原则, 对(24)式进一步简化为

$ {I_\eta }{\rm{(}}r,z{\rm{)}} = 2{\rm{\pi }}r\int_{{r_{{\rm{in}}}}}^{{r_{{\rm{ex}}}}} {\langle u_{\rm{w}}^{s{\rm{(}}t{\rm{)}}}{\rm{[}}u_{\rm{w}}^{s{\rm{(}}t{\rm{)}}}{\rm{]}}^{*}\rangle {\rm{d}}r} . $

将(23)式代入(25)式, 并假设脉宽远小于混响时间t, 将声源强度近似为

${E_0} = {s^2}\left( {t - {t_0}} \right) \cdot \tau .$

在这里, 只考虑其非相干特性, 得到短脉冲的非相干混响平均强度

$\begin{split}{I_\eta }(r,z) = & {E_0} \cdot {\left(\frac{{2{\text{π}}}}{{{k_{\rm{w}}}r}}\right)^2}\\& \times {\text{π}} rc\sum\limits_m^M {\sum\limits_n^M {\phi _m^2({z_0})\phi _m^2({H_0}) \cdot S_{mn}^\eta } } \\& \times \phi _n^2({H_0})\phi _n^2(z){{\rm{e}}^{ - 2({\beta _m} + {\beta _n})r}},\end{split}$

$S_{mn}^\eta = {\left[ {C_{mn}^\eta } \right]^2}{S^\eta }\left( {2{k_0}} \right),$

$\begin{split}& {S^\eta }(2{k_0})\\ = & \int_{{r_{{\rm{in}}}}}^{{r_{{\rm{ex}}}}} {\int_{{r_{{\rm{in}}}}}^{{r_{{\rm{ex}}}}} {\langle \eta (r')\eta (r'')\rangle {{\rm{e}}^{{\rm{i}}({k_m} + {k_n})r' - {\rm{i}}({k_m} + {k_n})r''}}} } \\& \times {\rm{d}}r''{\rm{d}}r'\; = \;\sigma _\eta ^{\rm{2}}{P^\eta }(2{k_0}),\end{split}$

其中, ${S^\eta }(2{k_0})$

是海底界面的粗糙度谱, 与海底沉积层的地声参数无关, 只是声源频率的函数; $S_{mn}^\eta $

是海底粗糙界面引起的入射模态和散射模态之间的耦合系数, 反映海底粗糙界面的反向散射能力, 由海底界面粗糙度谱和地声参数决定. 定义

$\Theta _{mn}^\eta = \phi _m^2({H_0})S_{mn}^\eta \phi _m^2({H_0})$

是区别于经验散射模型的物理散射模型. 它结合了波导环境特性和简正波理论的思想, 建立了受格林函数约束的散射模型, 明确了海底地声参数以及海底粗糙界面与海底反向散射的定量关系. 因此, 地声参数的准确度直接影响到海底反向散射函数的精确度. 通常情况下, 很难直接获取大面积的地声数据, 通过反演得到的地声参数又受地声模型的影响较大, 而且反演的未知参数较多, 导致结果存在很大的不确定性. 从反射系数的角度思考, 海底对声场的影响主要体现在海底反射系数. 海底反射系数的三参数模型与海底地声模型无关, 且参数较少, 利用海底反射系数代替地声参数作为输入参数, 能很大程度上简化海底粗糙界面的反向散射模型.

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4.1.角度特性

在远距离条件下, (44)式表明, 海底反向散射的角度特性受海底反射系数的相移参数$P$

的影响, 不同于经验散射模型. 在临界角附近,

$\mathop {\lim }\limits_{\theta \to \theta *} \frac{{P\theta }}{2} = \frac{{\text{π}}}{2}.$

以$\displaystyle\frac{{P\theta }}{2}$

为宗量, 不能对$\sin \left(\displaystyle\frac{{P\theta }}{2}\right)$

进行小角度近似, 所以在临界角附近, (44)式所描述的反向散射模型随掠射角并不满足线性变化的关系.
以${{P\theta }/2} = 1$

为分界点, 当${{P\theta }/2} < 1$

时, 为甚小掠射角范围, 小角度近似引起的海底反向散射强度小于3 dB, 在实际应用中可忽略不计; 当${{P\theta }/2} > 1$

时, 为临界角附近, 小角度近似使海底反向散射强度出现大于3 dB的误差, 实际应用中不可忽略. 所以, 在随后的分析中, 对反向散射模型的强度特性和角度特性进行分段处理.
当${{P\theta }/2} > 1$

, 即${2/P} < \theta < \theta *$

时, (44)式不能进行小角度近似, 其随角度的变化关系受P参数加权.

$\begin{split}\Theta _P^{Crit} = & \mu _P^{Crit}{\sin ^2}\left(\frac{{P\theta }}{2}\right){\sin ^2}\left(\frac{{P\varphi }}{2}\right) \\ & \propto {\sin ^2}\left(\frac{{P\theta }}{2}\right){\sin ^2}\left(\frac{{P\varphi }}{2}\right),\end{split}$

其中

$\mu _P^{Crit} = \frac{4}{{H_0^2}}S(2{k_0}){[k_0^2 \cdot \varsigma (P)]^2}.$

当${{P\theta }/2} < 1$

, 即$\theta < {2/P}$

时, 对(44)式的角度项进行小角度近似,

$\sin \left(\frac{{P\theta }}{2}\right) \approx \frac{{P\theta }}{2}.$

将(48)式代入(44)式得到

$\Theta _P^{Low} = \mu _P^{Low} \cdot {\theta ^2}{\varphi ^2} \propto {\theta ^2}{\varphi ^2},$

其中

$\mu _P^{Low} = \frac{{{P^4}}}{{4H_0^2}}S(2{k_0}){[k_0^2 \cdot \varsigma (P)]^2}.$

对(39)式的经验散射模型进行小角度近似得到

${\Theta _E} \approx {\mu _E}{\theta ^l}{\varphi ^k} \propto {\theta ^l}{\varphi ^k}.$

当$l = k = 2$

时, 比较(51)式和(49)式具有相同的角度关系. 所以当掠射角$\theta < {2/P}$

时, 基于物理散射机理的反向散射模型与$l = k = 2$

的可分离经验散射模型具有一致的角度特性.
2

4.2.强度特性

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4.2.强度特性

通过4.1节的分析, 掠射角不同时, 海底反向散射的角度特性不同, 同时也反映了海底反向散射系数的差异.
(47)式指出, 在临界角附近, 海底反向散射系数由海底反射系数的相移参数P、海底界面粗糙度谱, 海深以及声源信号的频率决定. 忽略临界角附近以及甚小掠射角的P参数之间的差异^[18], 则(42)式中等式右边第三项相比前两项为小量, 可以忽略不计. 第二项中采用小角度近似,

${\rm{sin}}\frac{{\text{π}}}{P} \approx \frac{{\text{π}}}{P},$

使得(42)式中的第二项近似与P参数无关, 所以$ \varsigma (P) \approx 0.73 $

. 图2也表明了$\varsigma (P)$

随P参数的变化不是很明显. 所以, 在临界角附近的海底反向散射系数近似与海底沉积层介质无关, 只是海底界面粗糙度谱、海深以及声源频率的函数.

$ \mu _P^{Crit} \approx \frac{{2.11}}{{H_0^2}}S(2{k_0})k_0^4. $

图 2 $\zeta $

随P参数的变化
Figure2. $\zeta $

varied with P parameters near critical angle.

对于甚小掠射角的海底反向散射系数满足(50)式. 结合$\varsigma (P)$

近似为常数的结果, (50)式可以近似为与${P^4}$

成正比, 即

$ \mu _P^{Low} \approx {0.13}\frac{{{P^4}}}{{H_0^2}}S(2{k_0})k_0^4 \propto {P^4}.$

图3以第一类海底为例说明了这种近似结果的合理性. 图中给出了甚小掠射角的海底反向散射系数随$P$

参数的变化曲线(仿真参数: 海深为50 m, 声源频率为600 Hz, 海底粗糙界面的标准差为$0.1\;{\rm{m}}$

, 相关尺度为${\rm{10}}\;{\rm{m}}$

, 计算得到Goff-Jordan谱^[20]为－32.8 dB)以及对其进行$P$

参数的四次方拟合结果, 两者的变化趋势基本一致. 所以, 在甚小掠射角的条件下, 海底反向散射系数与海底反射系数的相移参数$P$

密切相关, 即与海底沉积层的声速比和密度比有关, 与声吸收系数无关.

图 3 海底甚小掠射角反向散射系数对P参数的依赖
Figure3. Relationship between P and bottom backscattering coefficient at very low grazing angle.

另外, 从混响平均强度的角度分析, 同样说明了这种近似的合理性. 海底界面粗糙度谱函数采用图3的仿真参数, 海底是第一类均匀半无限介质, 声速为$18{\rm{36}}\;{\rm{m/s}}$

, 密度为${\rm{2}}{\rm{.03}}\;{\rm{g/c}}{{\rm{m}}^{\rm{3}}}$

, 声吸收系数为$0.88\;{\rm{dB/}}\lambda $

, 海深为50 m, 水介质为1500 m/s的等声速剖面的均匀水体. 声源频率为600 Hz, 发射深度为10 m, 接收深度为30 m. 计算水平散射距离从5 km到50 km的混响平均强度衰减曲线. 图4中实线是根据(30)式仿真的非近似混响平均强度衰减曲线; “○”是根据(46)式和(53)式仿真的临界角的近似结果, 与非近似的混响平均强度衰减曲线在13 km以前完全重合; 随着水平距离的增加, 两者相差逐渐增大; “$ \bullet $

”是根据(49)式和(54)式仿真的甚小掠射角的近似结果, 在20 km以前, 与非近似结果之间的差异随水平距离的增大而减小, 在20 km以后两者基本吻合. 在散射距离较近时, 掠射角相对较大, 临界角附近近似的海底反向散射模型与真实结果更接近; 在散射距离较远时, 掠射角相对较小, 甚小掠射角的近似结果与真实结果更接近.