經(jīng)典雷達(dá)資料-第11章 雷達(dá)截面積-3

《經(jīng)典雷達(dá)資料-第11章 雷達(dá)截面積-3》由會員上傳分享，免費在線閱讀，更多相關(guān)內(nèi)容在行業(yè)資料-天天文庫。

1、·424·第11章雷達(dá)截面積用式（11.21）作為式（11.2）中的Vs/V0，再將式（11.2）代入式（11.3）即可。圖11.27楔形入射角與散射角幾何關(guān)系圖11.28和圖11.29示出截頭錐體的RCS測量值與GTD預(yù)估值的比較。理論上可給出兩種極化方向圖的大多數(shù)特征，但對三種不同的姿態(tài)角區(qū)域這一理論會失效。這些姿態(tài)是平截后的兩個端面所形成的平板表面的鏡像（圖中的0°和180°）和80°斜邊的鏡像閃爍方向。失效是由沿反射邊界的繞射系數(shù)Y的奇異性，及由沿陰影邊界的繞射系數(shù)X的類似的奇異性所造成的，

2、這可在前向散射中遇到。圖11.28截頭錐體的RCS，垂直極化（引自參考資料38）·424·第11章雷達(dá)截面積圖11.29截頭錐體的RCS，水平極化（引自參考資料38）P.Ia.Ufimtsev提出的物理繞射理論（PTD）克服了這些奇異性（盡管很難找到這些出版物，這里為完整起見仍全部引用）[39][40]。與Keller類似，Ufimtsev也依賴二維楔形問題的（精確的）規(guī)范解，但是，他區(qū)分了“一致的”和“非一致的”表面感應(yīng)電流。一致性電流是物理光學(xué)理論中所假定的表面電流，非一致電流則與邊緣本身（線電

3、流）有關(guān)。二維問題的PTD結(jié)果能夠表示成TM和TE極化的線性組合：（11.24）（11.25）式中，r是至遠(yuǎn)場觀測點的距離；f和g為　?。?1.26）（11.27）下角帶下標(biāo)的系數(shù)稱為物理光學(xué)繞射系數(shù)：（11.28）（11.29）（11.30）（11.31）·424·第11章雷達(dá)截面積由于物理光學(xué)繞射系數(shù)取決于是楔形的上表面還是下表面或者楔形的兩個表面受入射波的照射，繞射系數(shù)在式（11.26）和式（11.27）所劃分的三段進(jìn)行不同的組合。又由于表面項減去物理光學(xué)系數(shù)受到明顯的抑制，表面電流（當(dāng)區(qū)別于

4、邊緣線電流時）的影響必須獨立考慮。在邊界項本身已經(jīng)算出后，可以通過幾何光學(xué)理論或與它相反的物理光學(xué)理論方法求出這些表面項。GTD和PTD兩者都基于二維楔形問題的精確解，問題中入射和散射方向都垂直于邊緣。當(dāng)推廣到斜入射情況時，觀測方向必須沿著圖11.26所示的Keller錐發(fā)生器方向。如果邊緣是直的且為有限長，如三維問題那樣，式（11.3）給出其RCS的近似表示。如果邊緣是曲線，可以將它看成無窮個短線段連接在一起的集合，且可以通過對每個邊緣單元產(chǎn)生的元繞射場求積分來計算散射場。這是Mitzner引入的

5、概念[41]，且對邊緣單元繞射的場求和意味著沿邊緣輪廓求積分。（雖然Mitzner的大部分重要結(jié)果被發(fā)表在限制發(fā)行的政府文件中，但由于其重要性我們?nèi)园阉鳛閰⒖假Y料。）然而，Mitzner研究了任意方向散射的場，而不只是沿Keller錐方向。為此目的，他提出增量長度繞射系數(shù)的概念。他推廣了Ufimtsev提供的例子，提出一組適用于任意入射和繞射方向的繞射系數(shù)。正如所料，這些系數(shù)比式（11.22）、式（11.23）、式（11.28）～式（11.31）中X和Y的系數(shù)更復(fù)雜[30][42]。Mitzner

6、將他的結(jié)果通過與入射平面平行和垂直的入射電場分量表示成平行和垂直于繞射平面的繞射電場分量。由此，繞射系數(shù)可表示成三對獨立的組合，即平行-平行、垂直-垂直、平行-垂直（或垂直-平行）。每一對中的一個是由于繞射邊緣的總表面電流（包括假定的邊緣線電流）產(chǎn)生，另一個是由于一致物理光學(xué)電流產(chǎn)生。Mitzner將每對中的一個減去另一個，就單剩下線電流的貢獻(xiàn)。此結(jié)果和Ufimtsev表達(dá)式中非物理光學(xué)系數(shù)減去物理光學(xué)系數(shù)的形式相同，因此Mitzner的散射場表達(dá)式只包含邊緣線電流的貢獻(xiàn)。于是，將這一理論用于散射物

7、體時，非線的表面感應(yīng)電流的貢獻(xiàn)必須單獨考慮，正如Ufimstev的物理繞射理論一樣。當(dāng)入射和散射方向與邊緣垂直時垂直-平行項消失，于是Mitzner的繞射系數(shù)簡化成Ufimstev繞射系數(shù)。在對楔形上的感應(yīng)場進(jìn)行更嚴(yán)密的推算后，Michaeli得到與Mitzner的總表面電流一樣的結(jié)果，從而證實了Mitzner以前的工作結(jié)果。但是，他并沒有明確地消去物理光學(xué)表面電流的貢獻(xiàn)[43]。因此，同Keller的X和Y類似，Michaeli的繞射系數(shù)在反射和陰影方向的渡越區(qū)變成奇異的。Mitzner后來研究了

8、消除奇異點的問題，認(rèn)為最好的辦法是，沿楔形表面采用非正交坐標(biāo)系[44][45]。雖然這些估算邊緣單元散射場的方法可以用于光滑的無界邊緣，但不能考慮拐角處的不連續(xù)性，拐角處邊緣突然轉(zhuǎn)向其他方向。Sikta等人提出了處理這一問題的方法[46]。當(dāng)用高頻近似方法估算復(fù)雜物體的散射場時，必須將物體看成表面的集合，且這些表面具有相對簡單的數(shù)學(xué)描述?？梢詫嶋H的表面用有方便而簡單的數(shù)學(xué)描述的表面，如平板、被截的球和被截的角錐扇形體等，來分段近似。運用以上所述的方法或者其他可利用的