Impulsion UWB

Revenons à la problématique d'obtention des maxima distincts sur un signal. Les

si-gnaux de type impulsionnel sont les plus simples à appréhender car ils permettent un

raisonnement direct avec une mesure TOF dans le domaine temporel : leur forme

impul-sionnelle permet d'utiliser directement le pics d'amplitude par une détection des maxima,

et ainsi déterminer les diérents instants par TOF. Nous allons donc chercher à comprendre

les mécanismes de création de ces impulsions dans le domaine temporel. Dans la seconde

partie de cette section, nous présenterons les impulsions synthétiques (i.e obtenues par

corrélation), pour lesquelles nous pourrons transposer le raisonnement.

1.2.4.1 Généralités

Le signal radar est un signal physiquement réalisable c'est à dire qu'il possède un début

et une n : son support temporel. C'est donc un signal à énergie nie. On dénit l'énergie

d'un signal par :

Wx=

Z +∞

−∞

|x(t)|²dt (1.6)

La notion intuitive d'impulsion est donc uniquement dépendante de l'échelle de temps

avec laquelle on aborde la "distance" entre le début et la n du signal. Cela conrme

bien que la notion de pouvoir de résolution est associée à la bande passante du signal.

Pour illustrer ce mécanisme sur le signal gaussien, la Figure 1.5 montre la transformation

d'un signal exprimé dans le domaine temporel vers le domaine fréquentiel qui est régi par

l'équation 1.2. Ces mécanismes d'étalement sont à considérer en fonction du paramètreσt,

l'écart-type de la fonction gaussienne dans le domaine temporel :

δ(t) ⇐⇒^{T F} 1

g(t) = ¹

σ^√2π e

−t²

2σ2 ⇐⇒^{T F} G(f) = e

−f²σ²

2

1 ⇐⇒^{T F} δ(f)

FIGURE 1.5 Fonction gaussienne et ses dilatées. Transformées de Fourier associées.

Les signaux impulsionnels peuvent prendre une multitude de formes diérentes, tel

l'exemple du signal impulsionnel expérimental présenté à la Figure 1.6. Il n'est pas évident

de positionner précisément l'instant de début et de n sur ce type signal. Pour obtenir une

méthode de localisation du signal noyé dans un bruit, on fait alors appel à la notion de

centre de gravité du signal ainsi qu'à la notion de maximum.

L'utilisation de ces notions nécessite au préalable de dénir l'enveloppe du signal car

ces impulsions sont soumises à des eets de modulation. On fait alors appel à la notion de

signal analytique pour dénir l'enveloppe du signal réel. Par dénition, le signal réelx_r(t)

est la partie réelle du signal analytique xA :xr(t) =R(xA), l'enveloppe du signal réel est

alors le module du signal analytique |x_A(t)|. Dorénavant, nous considèrerons uniquement

des signaux analytiques, ce qui nous amènera à noter directement le signal analytiquex(t).

Pour n'importe quel signal, on peut dès lors le localiser par sa position moyenne dénie

par :

t0=

R+∞

−∞ t |x(t)|²dt

R+∞

−∞ |x(t)|²dt ^=W

−1

x

Z +∞

−∞

t |x(t)|²dt (1.7)

Cette position moyenne correspond au centre de gravité de la distribution temporelle

d'énergie. Elle est analogue à la valeur moyenne ou espérance mathématique d'une variable

aléatoiretde densité de probabilitép(t) =W_x⁻¹x(t). (W_x⁻¹ étant la normalisation d'énergie

pour obtenirR

(p(t)) = 1). Le maximum coïncide le plus souvent avec la moyenne, comme

pour la distribution gaussienne, ce qui justie l'approche souvent employée de recherche par

maximum. Cependant, les phénomènes de déformations des impulsions pourront engendrer

une dissociation de la moyenne et du maximum.

De la même manière, on peut dénir l'écart-type σt à partir de la distribution des

amplitudes. On dénit ainsi la distribution temporelle d'énergie du signal :

σ²_t =

R+∞

−∞ (t−t0)² |x(t)|²dt

R+∞

−∞ |x(t)|²dt ^=W

−1

x

Z +∞

−∞

t² |x(t)|²dt (1.8)

La durée utile d'un signal peut dès lors être dénie en fonction de l'écart-type σ_t, qui

est une manière plus générale pour dénir la largeur d'impulsion à mi-hauteur.

D_u= 2ασ_t (1.9)

Où α est un choix arbitraire. Pour une largeur d'impulsion gaussienne à mi-hauteur, on

obtient alors par calcul une durée utile deDu≈2,35 σ.

Les lois de conservation de l'énergie nous amènent à considérer de la même façon

la densité spectrale d'énergie du signal Φx, qui est la représentation dans l'espace des

fréquences du même signal. On a ainsi :

Wx =

Z +∞

−∞

|x(t)|²dt=

Z +∞

−∞

|X(f)|²df avec |X(f)|²= Φx(f) (1.10)

De manière analogue, la bande passante (utile) du signal à 3 dB est dénie par B =

2,35 σ_f, et l'on pourra dénir une fréquence moyenne, ou fréquence centralef_c.

1.2.4.2 Choix de l'impulsion

Les propriétés d'étalement recherchées pour une impulsion sont : la nesse temporelle,

une forme possédant un seul sommet et qui soit la plus régulière possible. Ces

caractéris-tiques sont obtenues en minimisant la durée utile du signal ainsi que sa bande passante. Le

tableau de la Figure 1.7 reprend quelques signaux usuels, avec leurs représentations

tem-porelle et fréquentielle que l'on va observer qualitativement dans l'optique d'appréhender

les mécanismes en jeu.

Fonction rectangulaire. Celle-ci possède une forme temporelle simple d'utilisation,

avec une durée réduite à son écart-type. Cependant, son support fréquentiel est très

étendu. Il sera nécessaire de tronquer le spectre fréquentiel (en eectuant des

restric-tions de la bande passante des composants utilisés) ce qui conduira à l'apparition de

phénomènes de Gibbs sur le signal temporel, et le rendra dicilement exploitable.

Fonction sinus cardinal. L'optimisation de la bande utile peut conduire à

considé-rer un spectre de fréquence rectangulaire. L'impulsion temporelle présente cependant

un support de très longue durée avec des oscillations résiduelles. Celle-ci implique une

superposition importante entre les diérents échos, ce qui conduira à faire disparaître

les échos de faible amplitude. De plus, ces oscillations feront apparaître de nombreux

pics, engendrant des problématiques de détection par maximum3.

Fonction gaussienne. Elle possède la propriété remarquable d'avoir une

transfor-mée de Fourier correspondant également à une fonction gaussienne régularisée.

FIGURE 1.7 Transformées de Fourier usuelles

1.2.4.3 Modulation en fréquence

En partant de la fonction gaussienne centrée sur la fréquence f_c = 0, nous pouvons

retrouver la forme des impulsions gaussiennes de support fréquentiel 3 à 6 GHz. Il faut

translater cette gaussienne dans le domaine fréquentiel pour pouvoir la centrer sur la

fréquence d'intérêt, f_c= 4,5 GHz. On utilise la relation :

g(t)×e ^i2πfct T F

⇐⇒ G(f)∗δ(f−fc) (1.11)

Cette translation en fréquence est équivalente à une modulation dans le domaine

tem-porel par une porteuse de fréquence f_c. Avec la représentation analytique des signaux

adoptée précédemment, on voit alors que l'enveloppe analytique correspond à la

transfor-mée de Fourier du signal réel centrée enfc= 0 dans le domaine fréquentiel.

L'impulsion gaussienne ( ici normalisée en amplitude) que nous utiliserons pour le radar

impulsionnel temporel est décrite par :

ψimp(t) =e ^−t

2

2σ

2

e i(2πf

c

t+ϕ

imp

) t∈[−tA, tA] (1.12)

3. Les techniques d'apodisation sont des techniques de traitement du signal, dont le but est la réduction

des lobes secondaires.

FIGURE 1.8 Tracé d'une impulsion gaussienne modulée parfaite.

Les paramètres de cette impulsion sont :

la fréquence centrale fc;

la bande passante du signal. On notera que la représentation en fréquence Figure 1.8

est en décibels, ce qui transforme la gaussienne en une parabole ;

la fonction gaussienne est dénie sur [+∞,−∞]( le support temporel est inni), il

faut procéder à une troncature pour restreindre le domaine de dénition à [−t_A,t_A].

Cette valeur est calculée par rapport à l'amplitude maximale de l'enveloppe de la

gaussienne, ici -60 dB. La référence temporelle de ce signal peut se dénir comme le

maximum de l'enveloppe gaussienne, icit₀ = 0;

on peut dénir une relation de phase ϕimp relative à l'impulsion qui correspond à

la phase du signal modulant par rapport au centre de cette gaussienne. Le module

du spectre, en rouge, peut donc être associé à plusieurs signaux réels de phases

diérentes, tels queϕ_imp= 0 pour le signal vert etϕ_imp=−π/4 pour le signal bleu.

La notion de cohérence du radar UWB impulsionnel traduit la conservation de la phase

de l'impulsion lors de son émission par l'émetteur. La précision de cette cohérence (stabilité

de cette variable) se mesure par une fonction de probabilité, et sera un facteur important

pour garantir la précision de positionnement. Cette précision est dépendante des choix

technologiques de conception de l'émetteur. On appellera donc un émetteur non-cohérent

un émetteur qui n'est pas capable de conserver une relation de phase entre l'enveloppe de

l'impulsion et sa porteuse.

1.2.4.4 Superposition d'impulsion

Il est important de souligner que positionner un spectre autour d'une fréquence

cen-trale diérente de 0 revient à eectuer une modulation dans le domaine temporel. Pour

l'ensemble des radars de vision à travers les murs, un oset fréquentiel sera présent pour

positionner le spectre des signaux utilisés dans la fenêtre spectrale de transparence du

mur. Les signaux posséderont donc intrinsèquement un signal modulant. Cette modulation

sera problématique pour la détection, qui est uniquement fondée sur l'étude de l'enveloppe

des signaux. Elle va engendrer des interférences entre les impulsions qui se superposeront

temporellement. Cette problématique est illustrée sur la Figure 1.9, ou l'on constate la

superposition d'impulsions de même enveloppe analytique, mais possédant des phases

dif-férentes. Le signal résultant de la sommation de ces impulsions unitaires présente alors des

formes d'enveloppe diérentes, pour des impulsions arrivant aux mêmes instants.

A(t) A(t) +A(t−t

1

) A(t) +A(t−t

2

)

g(t,ϕ) =A(t)_×cos(t,ϕ) g(t,0) +g(t−t

1

,ϕ) g(t,0) +g(t−t

2

,ϕ)

ϕ=0

ϕ=90

ϕ=180

FIGURE 1.9 Illustration des mécanismes d'interférence entre des signaux impulsionnels superposés.

Ces mécanismes d'interférences sont donc à prendre en compte en plus de la résolution

théorique du radar. Les interférences issues de la superposition de deux impulsions peuvent

en eet venir modier l'amplitude des signaux présentant des interférences destructives ou

constructives. Une simple détection d'enveloppe sera alors erronée dans certains cas : si

deux ondes rééchies proviennent de diérents points de réexion situés à des distances

de l'antenne approximativement équivalentes, ces ondes se superposeront. Le signal

pro-venant de l'antenne sera alors construit par la sommation cohérente des deux réexions.

Par exemple, une diérence entre les positions deλ/2 entraînera une opposition de phase

destructive.

Dans le document Concept de radars novateurs pour la vision à travers les milieux opaques (Page 29-34)