经典雷达教材第11章雷达截面积

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1、用式（11.21）作为式（11.2）中的Vs/V0，再将式（11.2）代入式（11.3）即可。图11.27楔形入射角与散射角几何关系图11.28和图11.29示出截头锥体的RCS测量值与GTD预估值的比较。理论上可给出两种极化方向图的大多数特征，但对三种不同的姿态角区域这一理论会失效。这些姿态是平截后的两个端面所形成的平板表面的镜像（图中的0和180）和80斜边的镜像闪烁方向。失效是由沿反射边界的绕射系数Y的奇异性，及由沿阴影边界的绕射系数X的类似的奇异性所造成的，这可在前向散射中遇到。图1

2、1.28截头锥体的RCS，垂直极化（引自参考资料38）·416·第11章雷达截面积图11.29截头锥体的RCS，水平极化（引自参考资料38）P.Ia.Ufimtsev提出的物理绕射理论（PTD）克服了这些奇异性（尽管很难找到这些出版物，这里为完整起见仍全部引用）[39][40]。与Keller类似，Ufimtsev也依赖二维楔形问题的（精确的）规范解，但是，他区分了“一致的”和“非一致的”表面感应电流。一致性电流是物理光学理论中所假定的表面电流，非一致电流则与边缘本身（线电流）有关。二维问题的PT

3、D结果能够表示成TM和TE极化的线性组合：iki/4eeEsE0f（11.24）2kiki/4eeHHg（11.25）s02k式中，是至远场观测点的距离；f和g为(XY)(X1Y1)0≤fi2apf(XY)(X1Y1)(X2Y2)≤i≤p（11.26）(XY)(XY)≤≤a22i(XY)(X1Y1)0≤fi2apg(XY)(X1Y1)(X2Y2)≤i≤p（11.27）(XY)(XY)≤

4、≤a22i下角带下标的系数称为物理光学绕射系数：Xtan()/2（11.28）1siYtan()/2（11.29）1siXtan()/2（11.30）2siYtan()/2（11.31）2si第11章雷达截面积·417·由于物理光学绕射系数取决于是楔形的上表面还是下表面或者楔形的两个表面受入射波的照射，绕射系数在式（11.26）和式（11.27）所划分的三段进行不同的组合。又由于表面项减去物理光学系数受到明显的抑制，表面电流（当区别于边

5、缘线电流时）的影响必须独立考虑。在边界项本身已经算出后，可以通过几何光学理论或与它相反的物理光学理论方法求出这些表面项。GTD和PTD两者都基于二维楔形问题的精确解，问题中入射和散射方向都垂直于边缘。当推广到斜入射情况时，观测方向必须沿着图11.26所示的Keller锥发生器方向。如果边缘是直的且为有限长，如三维问题那样，式（11.3）给出其RCS的近似表示。如果边缘是曲线，可以将它看成无穷个短线段连接在一起的集合，且可以通过对每个边缘单元产生的元绕射场求积分来计算散射场。这是Mitzner引入的

6、概念[41]，且对边缘单元绕射的场求和意味着沿边缘轮廓求积分。（虽然Mitzner的大部分重要结果被发表在限制发行的政府文件中，但由于其重要性我们仍把它作为参考资料。）然而，Mitzner研究了任意方向散射的场，而不只是沿Keller锥方向。为此目的，他提出增量长度绕射系数的概念。他推广了Ufimtsev提供的例子，提出一组适用于任意入射和绕射方向的绕射系数。正如所料，这些系数比式（11.22）、式（11.23）、式（11.28）～式（11.31）中X和Y的系数更复杂[30][42]。Mitzne

7、r将他的结果通过与入射平面平行和垂直的入射电场分量表示成平行和垂直于绕射平面的绕射电场分量。由此，绕射系数可表示成三对独立的组合，即平行-平行、垂直-垂直、平行-垂直（或垂直-平行）。每一对中的一个是由于绕射边缘的总表面电流（包括假定的边缘线电流）产生，另一个是由于一致物理光学电流产生。Mitzner将每对中的一个减去另一个，就单剩下线电流的贡献。此结果和Ufimtsev表达式中非物理光学系数减去物理光学系数的形式相同，因此Mitzner的散射场表达式只包含边缘线电流的贡献。于是，将这一理论用于散

8、射物体时，非线的表面感应电流的贡献必须单独考虑，正如Ufimstev的物理绕射理论一样。当入射和散射方向与边缘垂直时垂直-平行项消失，于是Mitzner的绕射系数简化成Ufimstev绕射系数。在对楔形上的感应场进行更严密的推算后，Michaeli得到与Mitzner的总表面电流一样的结果，从而证实了Mitzner以前的工作结果。但是，他并没有明确地消去物理光学表面电流的贡献[43]。因此，同Keller的X和Y类似，Michaeli的绕射系数在反射和阴影方向的渡越区变成奇异的。M