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《手征涂覆球对高斯波束散射》由会员上传分享，免费在线阅读，更多相关内容在工程资料-天天文库。
1、手征涂覆球对高斯波束散射摘要：在广义米理论的基础上，通过把入射高斯波束、散射场和内部场用适当的球矢量波函数展开，给出了一种求解手征涂覆球对高斯波束散射的解析方法。待定的展开系数可由从边界条件得到的线性方程组求出。对于波束的区域近似模型，给出了微分散射截面的数值结果。结果表明：与介质涂覆的情况相比，手征涂覆对微分散射截面和散色场的极化特性都产生了较大的影响。关键词：散射；高斯波束；手征涂覆球中国分类号：TN409文献标识码：A文章编号：10053824(2013)030050030引言近些年来关于电磁波与手征媒质的相互作用特性已进行了很多研究，且已在一些领域中得到应用，包括天线、天线罩、微
2、带线基底和波导等。由于手征媒质的旋光特性，会使在其中传播的线极化波的极化方向发生改变，且手征媒质中能同时存在2种本征模：具有不同相速度的右旋和左旋圆极化波［12］。目前对于一些基本的问题已有解析结果。当TE或TM极化的平面波垂直入射到一个多层手征圆柱上时，Kluskens等人给出一种能有效求解散射场的递推方法［3］。Demir等人开发了一个计算手征球对平面波散射的软件包[4]o对于入射波为有形波束的情况，Yokota等人研究了手征球对厄密一高斯(HermiteGaussian)波束的散射[5]。Gouesbet等人提出了广义米理论(GLMT),通过把入射的有形波束用球矢量波函数展开，可有
3、效地计算介质球对有形波束的散射[68]。在GLMT的基础上，本文就手征涂覆球对高斯波束(汇聚的TEM00模激光束)的散射进行了研究，并给出了微分散射截面的数值结果。1手征涂覆球对高斯波束散射场的求解1.1高斯波束和散射场用球矢量波函数展开如图1所示，一入射髙斯波束在自由空间中传播，其束腰中心位于原点O'o直角坐标系Oxyz与0’x‘y‘z‘平行，原点0在0’x‘y'z'中的坐标为(x0,y0,z0)o一个介质球核外面有一个同心的手征涂覆层，圆心位于原点0o在本文中，时间因子取exp(~iot)o图1属于Oxyz的手征涂覆的介质球在GLMT中，以TM模为例，高斯波束可以用属于Oxyz的球矢
4、量波函数展开如下[810]：Ei=E0Z°°n=lZnm=-nFnm[igmn,TEmr(1)mn(kOr)+gmn,TMnr(1)mn(kOr)],(1)Hi=E0T]0Z°°n=lZnm=-nFnm[gmn,TEnr(1)mn(kOr)igmn,TMmr(1)mn(kOr)]o(2)式(1)和(2)中：no二卩0£o为自由空间的波阻；口0为磁导率；£0为介电常数；k0=co110e0为波数；r为球坐标系的半径；m^[l,+8)；n£[-mm],出现在球矢量波函数中的连带勒让德函数(采用Stratton的定义[9])对正和负的m值都有定义。为了保持与原文献的一致性[10],引入了如下的
5、归一化因子Fnm,Fnm=Fnm^0(-1)
6、m
7、(n+
8、m
9、)!(n~
10、m
11、)!FnmHw=E0riE°°n=lZnm=-n{cmn[mr(1)mn(k+r)+nr(1)mn(k+r)]+cfmn[mr(3)mn(k+r)+nr(3)mn(k+r)]+idmn[mr(1)mn(k~r)-nr(1)mn(k~r)]+idzmn[mr(3)mn(k~r)-nr(3)mn(k~r)]}o(14)1.3散射场的求解介质球内部的场可展开为Ew(1)=E0E°°n=lZnm=-n[ic(1)mnmr(1)mn(kr)+d(1)mnnr(1)mn(kr)],(15)Hw(1)=E0r
12、1Z°°n=l
13、Enm=-n[c(1)mnnr(1)mn(kr)-id(1)mnmr(1)mn(kr)],(16)其中：k=kO；n1=n0；为介质相对于自由空间的折射率。式(4),(5),(13)-(16)中的展开系数amn,bmn,cmn,c'mn,dmn,d'mn,c(1)nrn和d(1)mn可由电磁场边界条件确定。设手征涂覆层的外半径和介质球的半径分别为rO和rl,则边界条件可表示为Ei9+Es9=Ew9,Ei(1)+Es(I)=Ew(I)Hi9+Hs9=Hw0,Hi4)+Hs4)=Hw14、1)(I)atr=rlo(18)由式(17)和(18)可求出各展开系数。对于散射场，只需求出系数amn和bmn即可。2数值结果在实际应用中，我们通常对远区散射场感兴趣。远区场可由散射场取kOr-*°°的渐进表达式得到［6］。本文中，我们设入射高斯波束为TE模，并在属于Oxyz的球坐标系中计算归一化的微分散射截面“o(0,e)入2［6］。图2所示的是高斯波束入射时，手征涂覆球与介质涂覆球归一化微分散射截面的比较。从图2中可看出：两者无
