本发明公开了一种非直视紫外光通信单次散射过程路径损耗计算方法，具体按照以下步骤实施：步骤1：设定发射端和接收端的参数，定义区域V′，公共散射体求出V′的范围；步骤2：将区域V′分为若干个微元V"，在球坐标系中，得到微元的坐标；步骤3：遍历区域V′分割成的若干个微元V"，判断微元V"是否在公共散射体V内，如果在公共散射体V内计算被微元V"散射后被Rx接收到的能量，将被微元V"散射后被Rx接收到的能量相加，计算得到Rx接收到的总能量，求出路径损耗。本发明一种非直视紫外光通信单次散射过程路径损耗计算方法，仿真时间短，能够很容易的计算出通信系统的路径损耗，与MC方法的仿真结果拟合度高。
一种非直视紫外光通信单次散射过程路径损耗计算方法
技术领域
[0001] 本发明属于紫外光通信技术领域，具体涉及一种非直视紫外光通信单次散射过程路径损耗计算方法。
背景技术
[0002] 紫外光通信就是把紫外光作为信息传输的载体，将需要传输的信息加载到紫外光上，以实现信息的发送和接收。在无线激光通信中，采用的是直视的通信方式，即发射端与接收端必须对准。非直视通信是指发射端发射出的紫外光子在大气中传输时，由于紫外光波长很短，被大气粒子散射而能够绕过障碍物到达接收端的过程。只要发射端发散角能够与接收端接收视场角在空中形成公共散射体，那么非直视(non-line-of-sight，NLOS)通信就变得可能。当直视通信无法实现时，NLOS通信则能保证发射端和接收端之间通信的畅通。
[0003] 关于NLOS紫外光大气传输的理论模型现在采用的主要方法有单次散射近似法和蒙特卡罗(Monte Carlo，MC)方法。经典的单次散射模型通过三重积分求通信系统的路径损耗(path loss，PL)，但是，在仿真过程中复杂的三重积分很难实现。如果用简化公式来代替三重积分，要求公共散射体是闭合的，发散角和接收视场角比较小。MC方法是一种以概率统计理论为基础的计算方法，可以通过MC方法来对单次散射传输过程进行仿真，但是存在计算量大，耗时久的问题。
发明内容
[0004] 本发明的目的是提供一种非直视紫外光通信单次散射过程路径损耗计算方法，解决了现有的经典单次散射模型仿真困难和MC算法仿真时间过长的问题。
[0005] 本发明所采用的技术方案是，一种非直视紫外光通信单次散射过程路径损耗计算方法，具体按照以下步骤实施：
[0006] 步骤1：设定发射端和接收端的参数，定义区域V′，公共散射体 求出V′的范围；
[0007] 步骤2：将区域V′分为若干个微元V"，在球坐标系中，得到微元的坐标；
[0008] 步骤3：遍历区域V′分割成的若干个微元V"，判断微元V"是否在公共散射体V内，如果在公共散射体V内计算被微元V"散射后被Rx接收到的能量，将被微元V"散射后被Rx接收到的能量相加，计算得到Rx接收到的总能量，求出路径损耗。
[0009] 本发明的特点还在于，
[0010] 步骤1具体为：
[0011] 在紫外光NLOS通信中，CT和CR分别表示发射端Tx的发散角圆锥和接收端Rx的视场角FOV圆锥，点T为CT的顶点，点R为CR的顶点，点H为CT的任意横切面的圆心，点L为CR的任意横切面的圆心，即TH为CT的中心轴线，RL为CR的中心轴线，发射端发散半角为 发射仰角为TH和其在XOY平面投影的夹角θt，坐标原点O与点T重合，接收端视场半角为 接收仰角为RL和其在XOY平面投影的夹角θr，TH在XOY平面的投影与X轴的夹角αt是CT的偏轴角，RL在XOY平面的投影与X轴的夹角αr是CR的偏轴角，d是点T到点R的直线距离，(θt,αt)和(θr,αr)确定了CT和CR的方向；
[0012] 发散角圆锥和FOV圆锥的公共区域为公共散射体V，即V＝CT∩CR，点S为公共散射体V内的散射点，发射端发射一个光子，光子在点S被散射，在以坐标原点为参考点，由方位角、顶角和距离构成球面坐标系下，OS与Z轴的夹角θ为光子入射的顶角，OS在XOY平面的投影与X轴的夹角α为方位角，从发射端T到点S的距离为r，光子的入射方向和指向接收端的散射方向构成的夹角为散射角βs，ζ为散射点S和点R的连线与RL构成的夹角，r'是从点S到接收端R的距离；
[0013] 光子在传输的过程中，遇到V内的体积微元δV发生散射，到达Rx的能量dEr为：
[0014]
[0015] 其中 是Rx的立体角，Et是发射光束能量，Ar是接收探测面面积，P(cosβs)是散射相函数，ke是消光系数，吸收系数ka和散射系数ks之和构成了通信过程中大气的消光系数ke，即ke＝ks+ka；
[0016] 散射相函数P(cosβs)是瑞利散射相函数PR(cosβs)和米氏散射相函数PM(cosβs)的加权和：
[0017]
[0018] 其中，ksR是瑞利散射的散射系数，ksM是米氏散射的散射系数，ks＝ksR+ksM；瑞利散射相函数PR(cosβs)为：
[0019]
[0020] 米氏散射相函数PM(cosβs)为：
[0021]
[0022] 其中，γ、g和f是模型参数；
[0023] 在球坐标系中，体积微元为δV＝r2sinθδθδαδr，
[0024] 则，被公共散射体V散射后被Rx接收到的总能量Er为：
[0025]
[0026] 定义区域V′，范围为[θmin,θmax]、[αmin,αmax]、[rmin,rmax]，使
[0027] θmin和θmax为：
[0028]
[0029] 过点H做线GH平行于XOY平面，G点为线GH与CT的交点，G点在XOY平面的投影为G'，在线TH上选取任意一点E，E点在XOY平面的投影为E '，应用三角定理，则，αmin和αmax为：
[0030]
[0031] 对于共面的情况，公共散射体的体积是最大的，TP是发散角圆锥的中心轴线，RQ是FOV圆锥的中心轴线，P点在XOY平面的投影为P'，Q点在XOY平面的投影为Q'，点K、M、U、W为CT和CR的四个交点，∠PTP′＝θt,∠QRQ′＝θr,∠UTP和∠PTM等于 ∠KRQ和∠QRM等于 所以， 对于△UTR，由正弦函数可得，UT为：
[0032]
[0033] 同样的，
[0034]
[0035] 另
[0036] rmin＝min[UT,MT],rmax＝max[WT,KT](10)
[0037] 对于无界的公共散射体V，rmax→∞，
[0038] 至此，区域V′的范围可得。
[0039] 步骤2具体为：
[0040] 设置3个整数Nr、Nα、Nθ，区域[rmin,rmax]、[αmin,αmax]和[θmin,θmax]分别被分为Nr、Nα、Nθ等份，因此区域V′被分为了NrNαNθ个微元V"，另Nr、Nα、Nθ均等于N，那么区域V′就被分为了N3个微元V"，假设3个整数i、j、k，且1≤i,j,k≤N，i为区域[rmin,rmax]被分的第i份，j为区域[αmin,αmax]被分的第j份，k为区域[θmin,θmax]被分的第k份，[i,j,k]代表一个微元V"，A、B、C、D为区域V′内的一微元V"的四个顶点，点S是V"的中心，设置3个变量ru，αu，θu，BC的长度ru＝(rmax-rmin)/N；∠ATB＝(θmax-θmin)/N＝θu；点B和点D在XOY平面的投影分别为B'和D'，∠B′TD′＝(αmax-αmin)/N＝αu，在球坐标系中，点S、A、B、C、D的坐标可由如下公式得到：
[0041] [rS,αS,qS]＝[rmin+ru(i-1/2),αmin+αu(j-1/2),qmin+qu(k-1/2)]
[0042] [rA,αA,qA]＝[rmin+ru(i-1),αmin+αuj,qmin+qu(k-1)]
[0043] [rB,αB,qB]＝[rmin+ru(i-1),αmin+αuj,qmin+quk] (11)
[0044] [rC,αC,qC]＝[rmin+rui,αmin+αuj,qmin+quk]
[0045] [rD,αD,qD]＝[rmin+ru(i-1),αmin+αu(j-1),qmin+quk]
[0046] 在笛卡尔坐标系中，点S的坐标可由如下公式得到：
[0047] [xS,yS,zS]＝[rS sin(qS)cos(αS),rS sin(qS)sin(αS),rS cos(qS)] (12)。
[0048] 步骤3具体为：
[0049] 已知点T的坐标为(0,0,0)，点R的坐标为(d,0,0)，定义[T→E]和[R→F]是点T到点E和点R到点F的单元方向矢量，定义[T→S]和[R→S]是点T到点S和点R到点S的矢量，公式如下所示：
[0050] [T→E]＝[cosqtcosαt,cosqtsinαt,sinqt]
[0051] [R→F]＝[cosqrcosαr,cosqrsinαr,sinqr] (13)
[0052] [T→S]＝[xS,yS,zS]
[0053] [R→S]＝[xS-d,yS,zS]
[0054] 则
[0055]
[0056]
[0057] 如果 为真，那么中心点S在区域V内；
[0058] 因为微元V"非常小，可以将微元近似认为就是点S，则散射角βs近似为：
[0059]
[0060] 其中[S→R]＝[d-xS,-yS,-zS]，
[0061] 由公式(2)可得被微元V"散射后被Rx接收到的能量EV"r为：
[0062]
[0063] 其中，ζ＝∠SRF,r'＝|R→S|；
[0064] 遍历区域V′分割成的N3个微元V"，如果 为真，由公式(16)可以计算得出EV"r，因此，Rx接收到的总能量Er为：
[0065]
[0066] 路径损耗PL可为：
[0067] PL＝10lg(Et/Er) (18)。
[0068] 本发明的有益效果是：本发明一种非直视紫外光通信单次散射过程路径损耗计算方法，实现了NLOS紫外光通信单次散射过程路径损耗的计算，不需要根据发射端和接收端的几何参数，把三重积分分成多种情况，对模型中的几何参数无限制。路径损耗计算方法中遍历微元法中积分的上限和下限为定值，被积函数被简化，将分区域三重积分运算转化为乘法运算的累加和。本发明一种非直视紫外光通信单次散射过程路径损耗计算方法，仿真时间短，能够很容易的计算出通信系统的路径损耗，与MC方法的仿真结果拟合度高。
附图说明
[0069] 图1是本发明路径损耗计算方法中NLOS非共面传输模型图；
[0070] 图2是本发明路径损耗计算方法中NLOS共面传输模型图；
[0071] 图3是紫外光非直视非共面传输模型的仿真图；
[0072] 图4是本发明实施例中紫外光单次散射遍历微元法路径损耗仿真结果对比图。
具体实施方式
[0073] 下面结合附图和具体实施方式对本发明进行详细说明。
[0074] 本发明一种非直视紫外光通信单次散射过程路径损耗计算方法，具体按照以下步骤实施：
[0075] 步骤1：设定发射端和接收端的参数，定义区域V′，公共散射体 求出V′的范围。
[0076] 在紫外光NLOS(non-line-of-sight，非直视)通信中，NLOS非共面单次散射模型图如图1所示。CT和CR分别表示发射端(Tx)的发散角圆锥和接收端(Rx)的视场角(field of view，FOV)圆锥。点T为CT的顶点，点R为CR的顶点，点H为CT的任意横切面的圆心，点L为CR的任意横切面的圆心，即TH为CT的中心轴线，RL为CR的中心轴线。发射端发散半角为 发射仰角为TH和其在XOY平面投影的夹角θt，坐标原点O与点T重合。接收端视场半角为 接收仰角为RL和其在XOY平面投影的夹角θr。TH在XOY平面的投影与X轴的夹角αt是CT的偏轴角，RL在XOY平面的投影与X轴的夹角αr是CR的偏轴角。d是点T到点R的直线距离。(θt,αt)和(θr,αr)确定了CT和CR的方向。
[0077] 定义发散角圆锥和FOV圆锥的公共区域为公共散射体V，也就是V＝CT∩CR。定义点S为公共散射体V内的散射点。发射端发射一个光子，光子在点S被散射。在以坐标原点为参考点，由方位角、顶角和距离构成球面坐标系下，定义关于这一段射线的各个参数：OS与Z轴的夹角θ为光子入射的顶角，OS在XOY平面的投影与X轴的夹角α为方位角，从发射端T到点S的距离定义为r。定义光子的入射方向和指向接收端的散射方向构成的夹角为散射角βs。ζ为散射点S和点R的连线和RL构成的夹角。r'是从点S到接收端R的距离。
[0078] 光子在传输的过程中，遇到V内的体积微元δV发生散射，到达Rx的能量可由如下公式得到
[0079]
[0080] 其中 是Rx的立体角，Et是发射光束能量，Ar是接收探测面面积，P(cosβs)是散射相函数，ke是消光系数，吸收系数ka和散射系数ks之和构成了通信过程中大气的消光系数ke，也就是ke＝ks+ka。
[0081] 散射相函数P(cosβs)是瑞利散射(分子)相函数PR(cosβs)和米氏散射(气溶胶)相函数PM(cosβs)的加权和：
[0082]
[0083] 其中，ksR是瑞利散射的散射系数，ksM是米氏散射的散射系数，ks＝ksR+ksM。瑞利散射和米氏散射的相函数分别为：
[0084]
[0085]
[0086] 其中，γ、g和f是模型参数。波长为266nm时，(γ,g,f)为(0.017,0.72,0.5)，(ka,ksR,ksM)为(0.74,0.24,0.25)×10-3m-1。
[0087] 在球坐标系中，体积微元为δV＝r2sinθδθδαδr。因此，被公共散射体V散射后被Rx接收到的总能量Er为：
[0088]
[0089] 定义区域V′，范围为[θmin,θmax]、[αmin,αmax]、[rmin,rmax]，让 从图1可知θmin和θmax为
[0090]
[0091] 接下来，分析αmin和αmax。如图1所示，过点H做线GH平行于XOY平面，G点为线GH与CT的交点，G点在XOY平面的投影为G'，在线TH上选取任意一点E，E点在XOY平面的投影为E'，应用三角定理， 所以，我们可以得到αmin和αmax，公式如下所示：
[0092]
[0093] 最后，我们给出rmin和rmax的设置。对于共面的情况，如图2所示，此时公共散射体的体积是最大的，TP是发散角圆锥的中心轴线，RQ是FOV圆锥的中心轴线，P点在XOY平面的投影为P'，Q点在XOY平面的投影为Q'。点K、M、U、W为CT和CR的四个交点。∠PTP′＝θt,∠QRQ′＝θr,∠UTP和∠PTM等于 ∠KRQ和∠QRM等于 所以，对于△UTR，由正弦函数可得，UT为
[0094]
[0095] 同样的，
[0096]
[0097] 让
[0098] rmin＝min[UT,MT],rmax＝max[WT,KT] (10)
[0099] 对于无界的公共散射体V，rmax→∞。
[0100] 至此，区域V′的范围可得。
[0101] 步骤2：将区域V′分为若干个微元V"，在球坐标系中，得到微元的坐标
[0102] 设置3个整数Nr、Nα、Nθ，区域[rmin,rmax]、[αmin,αmax]和[θmin,θmax]分别被分为Nr、Nα、Nθ等份，因此区域V′被分为了NrNαNθ个微元V"，如果让Nr、Nα、Nθ都等于N，那么区域V′就被分为了N3个微元V"，假设3个整数i、j、k，且1≤i,j,k≤N，i代表的是区域[rmin,rmax]被分的第i份，j代表的是区域[αmin,αmax]被分的第j份，k代表的是区域[θmin,θmax]被分的第k份，[i,j,k]代表一个微元V"。如图1所示，A、B、C、D为区域V′内的一微元V"的四个顶点，点S是V"的中心。设置3个变量ru，αu，θu，BC的长度ru＝(rmax-rmin)/N；∠ATB＝(θmax-θmin)/N＝θu；点B和点D在XOY平面的投影分别为B'和D'，∠B′TD′＝(αmax-αmin)/N＝αu。在球坐标系中，点S、A、B、C、D的坐标可由如下公式得到：
[0103] [rS,αS,qS]＝[rmin+ru(i-1/2),αmin+αu(j-1/2),qmin+qu(k-1/2)]
[0104] [rA,αA,qA]＝[rmin+ru(i-1),αmin+αuj,qmin+qu(k-1)]
[0105] [rB,αB,qB]＝[rmin+ru(i-1),αmin+αuj,qmin+quk] (11)
[0106] [rC,αC,qC]＝[rmin+rui,αmin+αuj,qmin+quk]
[0107] [rD,αD,qD]＝[rmin+ru(i-1),αmin+αu(j-1),qmin+quk]
[0108] 在笛卡尔坐标系中，点S的坐标可由如下公式得到：
[0109] [xS,yS,zS]＝[rSsin(qS)cos(αS),rSsin(qS)sin(αS),rScos(qS)] (12)
[0110] 步骤3：遍历区域V′分割成的若干个微元V"，判断微元V"是否在公共散射体V内，如果在公共散射体V内计算被微元V"散射后被Rx接收到的能量，将被微元V"散射后被Rx接收到的能量相加，计算得到Rx接收到的总能量，求出路径损耗。
[0111] 已知点T的坐标为(0,0,0)，点R的坐标为(d,0,0)，定义[T→E]和[R→F]是点T到点E和点R到点F的单元方向矢量，定义[T→S]和[R→S]是点T到点S和点R到点S的矢量，公式如下所示：
[0112] [T→E]＝[cosqtcosαt,cosqtsinαt,sinqt]
[0113] [R→F]＝[cosqrcosαr,cosqrsinαr,sinqr] (13)
[0114] [T→S]＝[xS,yS,zS]
[0115] [R→S]＝[xS-d,yS,zS]
[0116] 则
[0117]
[0118]
[0119] 如果 为真，那么中心点S在区域V内。
[0120] 图3为紫外光非直视非共面传输模型的仿真图，图中*表示的是微元的中心点，判断微元是否在区域V内，如果不在区域V内，则不在图中显示；如果在区域V内，则在图中显示。
[0121] 因为微元V"非常小，可以将微元近似认为就是点S，则散射角βs近似为：
[0122]
[0123] 其中[S→R]＝[d-xS,-yS,-zS]，
[0124] 由公式(2)可得被微元V"散射后被Rx接收到的能量EV"r为：
[0125]
[0126] 其中，ζ＝∠SRF,r'＝|R→S|。
[0127] 遍历区域V′分割成的N3个微元V"，如果 为真，由公式(16)可以计算得出EV"r，所以将该方法定义为遍历微元法。因此，Rx接收到的总能量Er可由如下公式计算得到
[0128]
[0129] 路径损耗可由如下公式计算得到
[0130] PL＝10lg(Et/Er) (18)
[0131] 实施例
[0132] 为了验证遍历微元法的性能，我们将该算法与MC单次散射方法进行了相关的路径损耗的仿真和比较。
[0133] 设置Rx的探测面半径为1.5×10-2m，d＝100m，θt＝30°，θr＝60°，αt＝0°，αr＝{0°，10°，20°，30°，40°}。仿真结果对比图如图4所示，左
边的纵坐标是路径损耗(PL)，右边的纵坐标是公共散射体体积|V|。图中的四条曲线分别表示的是利用蒙特卡罗MC多次散射方法得到的路径损耗的变化曲线、利用MC单次散射方法得到的路径损耗变化曲线、利用遍历微元法得到的路径损耗变化曲线以及利用遍历微元法得到的公共散射体体积变化曲线。注意到随着αr的增加，PL增加，|V|逐渐减小，由遍历微元法得到的PL曲线与MC单次散射方法得到的PL曲线匹配度很高，并且略大于MC多次散射方法得到的PL曲线。
[0134] 在MC仿真中，设置发射端发射的光子数为106，通过MC方法计算PL所需的平均时间为107.514秒。基于之前对遍历微元法的分析，将N设置为60。用同一台电脑，设置相同的参数，采用遍历微元法计算PL仅需11.078秒。结果显示遍历微元法能够节省89.70％的时间。
[0135] 通过验证可以看出遍历微元法仿真结果与MC方法仿真结果匹配度非常高，并且仿真时间更短。
