尚玉平 馮桂生 廖 成

(西南交通大學(xué)物理科學(xué)與技術(shù)學(xué)院電磁場與微波技術(shù)研究所 成都 610031)

1 引言

隨著雷達(dá)的廣泛應(yīng)用和信息技術(shù)的迅速發(fā)展，干擾已成為雷達(dá)對抗技術(shù)的重要方面。目前，投放和布設(shè)具有特定散射特性的無源目標(biāo)，是實(shí)現(xiàn)無源形式雷達(dá)干擾的關(guān)鍵手段，由于目標(biāo)的雷達(dá)散射特性對隱真示假干擾效果具有決定性影響，因此雷達(dá)目標(biāo)散射特性的調(diào)控技術(shù)受到了越來越多的研究關(guān)注。在雷達(dá)散射截面調(diào)控領(lǐng)域，可通過目標(biāo)的雷達(dá)散射截面增強(qiáng)設(shè)計(jì)以實(shí)現(xiàn)對回波信號幅度的增強(qiáng)，這在多種應(yīng)用場景中發(fā)揮著重要作用[1]。例如，為了提高戰(zhàn)場中己方真實(shí)平臺執(zhí)行任務(wù)的成功率，可采用經(jīng)特定散射截面增強(qiáng)設(shè)計(jì)的雷達(dá)誘餌干擾敵方雷達(dá)的探測與跟蹤，以達(dá)到吸引火力的目的。在救生艇、舢板等小型平臺中，雷達(dá)散射截面增強(qiáng)設(shè)計(jì)可幫助提升海事搜救效率以及航行安全；在汽車自動駕駛應(yīng)用場景中，雷達(dá)散射截面增強(qiáng)設(shè)計(jì)可用于增加道旁弱散射物體的可探測性以協(xié)助行車安全。對于無人機(jī)、誘餌彈等小型目標(biāo)平臺，平板狀金屬體通常是其主體結(jié)構(gòu)的重要組成部件之一，也是電磁散射研究中的經(jīng)典散射體之一。當(dāng)平面電磁波正入射于平板狀金屬體的主平面時，由于鏡面反射效應(yīng)，平板狀金屬體可產(chǎn)生較大的后向散射截面[2]。然而，平板狀金屬體的厚度一般遠(yuǎn)小于側(cè)向尺寸，在平面電磁波側(cè)向入射時，后向散射截面急劇減小?？紤]到實(shí)際的應(yīng)用場景中，當(dāng)照射雷達(dá)與目標(biāo)相距較遠(yuǎn)時，目標(biāo)處的照射波即可近似為側(cè)向入射情形，因此針對平面電磁波側(cè)向入射時的平板狀金屬體開展后向散射截面增強(qiáng)設(shè)計(jì)具有實(shí)際意義。

傳統(tǒng)的后向散射截面增強(qiáng)技術(shù)與設(shè)備主要包括角反射器[3]、龍勃透鏡[4,5]、方向回溯陣[6]等。通過多次反射、同相回射原理，二面角反射器、三面角反射器以及龍勃透鏡可在一定角域和一定頻域內(nèi)提供穩(wěn)定的后向散射截面增強(qiáng)，但其電大尺寸導(dǎo)致這類設(shè)備通常具有體積大、重量大或者制作成本高等缺點(diǎn)，難以共形安裝于主體外形需要優(yōu)先滿足空氣動力學(xué)要求的空基平臺表面。通過相位梯度翻轉(zhuǎn)思想，采用貼片天線單元的方向回溯陣具有低剖面和易集成的優(yōu)點(diǎn)，但其產(chǎn)生定向回波的角域范圍與天線單元的主瓣寬度及陣元間距密切相關(guān)，難以針對側(cè)向入射形成穩(wěn)定的回波強(qiáng)度。作為超材料的2維形式，超表面具有低剖面和易于物理實(shí)現(xiàn)的優(yōu)點(diǎn)，近年來在光學(xué)、微波以及聲學(xué)領(lǐng)域出現(xiàn)了許多超表面相關(guān)的研究和應(yīng)用熱點(diǎn)。由于超表面在電磁波操控方面表現(xiàn)出的靈活性，在雷達(dá)散射截面調(diào)控領(lǐng)域中也得到了較多報道，包括雷達(dá)散射截面減縮[7-9]、雷達(dá)散射截面增強(qiáng)[10,11]、雷達(dá)散射截面動態(tài)調(diào)控[12,13]。但是，文獻(xiàn)報道的這些超表面設(shè)計(jì)主要針對平面電磁波正入射或斜入射情形，對側(cè)向入射情形的雷達(dá)散射截面調(diào)控設(shè)計(jì)鮮有涉及。針對平面電磁波側(cè)向照射，文獻(xiàn)[14]通過適當(dāng)設(shè)計(jì)兩支電單極子(Electric Monopole, EM)導(dǎo)體柱的尺寸與間距，在兩支電單極子導(dǎo)體柱表面形成了幅度接近相等而相位完全相反的表面感應(yīng)電流分布，從而提出了準(zhǔn)超方向性再輻射概念，并將相應(yīng)結(jié)構(gòu)加載于薄導(dǎo)電板表面，為薄導(dǎo)電板的側(cè)向回射提供了可觀的增強(qiáng)幅度。因?yàn)樗岢龅脑O(shè)計(jì)在原理上依賴于半波長電偶極子(Electric Dipole, ED)諧振，所以用于加載的導(dǎo)體柱剖面高度為0.24λ0(λ0為設(shè)計(jì)頻率對應(yīng)的自由空間波長)。另一方面，介質(zhì)諧振器因其損耗小、幾何結(jié)構(gòu)緊湊和易于集成等優(yōu)點(diǎn)而在光學(xué)和微波器件中得到了廣泛應(yīng)用?；诮橘|(zhì)諧振器單元或陣列，已報道的應(yīng)用包含了濾波器[15]、功率分配器[16]、介質(zhì)諧振器天線[17]、超材料[18]和超表面[19]等。通過調(diào)節(jié)電諧振和磁諧振模式，具備抑制后向散射和增強(qiáng)前向散射能力的介質(zhì)諧振器或納米粒子已被用于納米天線[20-23]。同時，包括龍勃透鏡在內(nèi)，介質(zhì)體折射率所引起的透射射線偏轉(zhuǎn)特性也被用于設(shè)計(jì)光子納米射流，實(shí)現(xiàn)對入射平面電磁波的透射聚焦[24,25]，適用于雷達(dá)散射截面增強(qiáng)的介質(zhì)諧振器設(shè)計(jì)則鮮有報道。

為了在低剖面條件下實(shí)現(xiàn)薄導(dǎo)電板在平面電磁波側(cè)向入射時的后向散射截面增強(qiáng)，本文通過介質(zhì)諧振器設(shè)計(jì)，研究了基于磁偶極子的超方向性再輻射。通過設(shè)計(jì)長方介質(zhì)體的幾何尺寸，結(jié)合平面電磁波激勵，在腔內(nèi)誘導(dǎo)形成合適的混合諧振(Hybrid ElectroMagnetic, HEM)模式，諧振頻率處的腔內(nèi)場分布和遠(yuǎn)區(qū)再輻射場特征表明介質(zhì)諧振器起著磁偶極子(Magnetic Dipole, MD)的作用。在此基礎(chǔ)上，將兩個相同的介質(zhì)諧振器沿著入射波傳播方向緊密級聯(lián)以組成一個超單元，觀察到緊密相鄰的這兩個介質(zhì)諧振器內(nèi)部的磁場強(qiáng)度(H)和電場強(qiáng)度(E)矢量均呈現(xiàn)反向分布而幅度相當(dāng)，由此產(chǎn)生準(zhǔn)超方向性再輻射。此外，考慮到薄導(dǎo)電板尺寸的變化，研究了超單元的不同布陣方式對后向散射截面增強(qiáng)效果的影響。結(jié)果表明，所設(shè)計(jì)的介質(zhì)諧振器超單元及其陣列對薄導(dǎo)電板的側(cè)向回射具有顯著的增強(qiáng)作用，且介質(zhì)諧振器的剖面厚度僅為0.078λ0。通過雙站和單站散射方向圖，探究了設(shè)計(jì)頻率處相應(yīng)散射截面維持增強(qiáng)效果的角域范圍。

2 介質(zhì)諧振器的諧振與散射特征

2.1 長方介質(zhì)體的磁偶極子諧振

如圖1所示，一個處于自由空間并受到沿+x到-x方向傳播的θ極化平面電磁波照射的長方介質(zhì)體，其沿x, y和z軸的幾何尺寸分別表示為a, b和2h。長方介質(zhì)體的相對介電常數(shù)與相對磁導(dǎo)率分別為εr=25和μr=1，并假設(shè)其沒有損耗。

通過高頻電磁結(jié)構(gòu)模擬器Ansys HFSS對圖1所示模型進(jìn)行全波仿真，對于長方介質(zhì)體幾何尺寸a=4.3 mm(0.13λ0，λ0≈33.3 mm是設(shè)計(jì)頻率9 GHz對應(yīng)的自由空間波長)，b=16 mm(0.48λ0)，h=2.61 mm(0.078λ0)，得到共極化后向散射截面的頻率響應(yīng)曲線如圖2(a)所示，在設(shè)計(jì)頻率9 GHz附近觀察到一個明顯的后向散射截面峰值，其值為-29.84 dBsm。根據(jù)圖2(b)和圖2(c)所示9 GHz處的2維雙站散射方向圖，觀察到長方介質(zhì)體在xz面內(nèi)的再輻射方向圖接近于全向，而在yz面和xy面內(nèi)的再輻射方向圖則有兩個明顯的零點(diǎn)位于y軸方向，對應(yīng)的3維形式雙站散射方向圖類似于甜甜圈形狀；同時，由于xz面內(nèi)θ分量、yz面內(nèi)φ分量、xy面內(nèi)θ分量占主導(dǎo)，結(jié)合雷達(dá)散射截面的基本定義，可知散射電場強(qiáng)度主分量平行于xz面，散射磁場強(qiáng)度主分量平行于yz面和xy面，相應(yīng)的正交極化分量(xz面內(nèi)φ分量、yz面內(nèi)θ分量、xy面內(nèi)φ分量，xz面內(nèi)φ分量與xy面內(nèi)φ分量均小于-90 dBsm)幅度小至可忽略不計(jì)。根據(jù)雙站散射方向圖特征，可知由θ極化平面電磁波激勵的這一長方介質(zhì)體在9 GHz可以等效視為一個沿y軸放置的磁偶極子進(jìn)行再輻射。

圖2 長方介質(zhì)體的共極化后向散射截面頻率響應(yīng)曲線以及9 GHz處雙站散射方向圖

為了加深對這種再輻射的理解，已在圖1中繪制了9 GHz處的磁場強(qiáng)度與電場強(qiáng)度分布。長方介質(zhì)體內(nèi)出現(xiàn)的駐波場分布是由內(nèi)部場在介質(zhì)體和空氣各交界面間的多次反射引起的，這意味著該介質(zhì)體此時形成了介質(zhì)諧振器。由于磁場強(qiáng)度與電場強(qiáng)度均包含沿x, y和z軸的非零分量，所獲得的駐波場分布對應(yīng)于HEM模式。根據(jù)電場強(qiáng)度沿3個坐標(biāo)軸的半波變化，可知該諧振模式為HEM111模，而HEM111模對應(yīng)著磁偶極子諧振特性，這與前述的雙站散射方向圖觀察結(jié)論一致。因?yàn)樵摻橘|(zhì)諧振器可等效視為一個沿y軸放置的磁偶極子，當(dāng)θ極化平面電磁波的入射角度在xz平面內(nèi)變化時，也能在9 GHz處觀察到類似的散射特征。此外，通過合適地設(shè)計(jì)，其它幾何形狀與相對介電常數(shù)也可用于實(shí)現(xiàn)這種磁偶極子諧振特性。

2.2 基于磁偶極子的超單元及其后向散射截面

以產(chǎn)生磁偶極子諧振的長方介質(zhì)諧振器作為基本單元，通過級聯(lián)方式構(gòu)建了可以增強(qiáng)散射強(qiáng)度的超單元，其結(jié)構(gòu)如圖3(a)所示。具體地，相對于初始的基本單元，將第2個基本單元沿入射平面波的傳播方向位移一段距離，使得兩個基本單元之間的空氣間隙為s=1 mm(0.03λ0)。作為比較，文獻(xiàn)[14]中涉及的由兩個半波長電偶極子組成的超單元示于圖3(b)，兩支導(dǎo)體柱幾何尺寸如下：r1=0.4 mm(0.012λ0), h1=6.8 mm(0.2λ0), s1=4.4 mm(0.13λ0),r2=0.8 mm(0.024λ0), h2=7.9 mm(0.24λ0)。

圖3 兩種超單元的幾何結(jié)構(gòu)和尺寸示意圖

在沿+x到-x方向傳播的θ極化平面電磁波照射下，這兩種超單元的后向散射截面頻率響應(yīng)曲線對比結(jié)果如圖4(a)所示?；诖排紭O子和電偶極子的超單元的后向散射截面峰值均位于9 GHz處，其值分別等于-22.68 dBsm和-22.75 dBsm。可以發(fā)現(xiàn)，基于磁偶極子的超單元在諧振頻率處產(chǎn)生的后向散射截面與基于電偶極子的超單元相當(dāng)。相對于圖1所示的初始基本單元，基于磁偶極子的超單元產(chǎn)生了7.16 dB的后向散射截面增強(qiáng)。為了進(jìn)一步理解基于磁偶極子的超單元所產(chǎn)生的后向散射截面峰值，在圖4(b)中繪制了9 GHz處的磁場強(qiáng)度與電場強(qiáng)度矢量。觀察到存在于第1個基本單元和第2個基本單元內(nèi)的磁場與電場均表現(xiàn)出反相的狀態(tài)，幅度則相互接近。由于兩個基本單元之間的間距遠(yuǎn)遠(yuǎn)小于波長，這種類型的場分布使得基于磁偶極子的超單元類似于一個基于磁偶極子的二元準(zhǔn)超方向性陣列。因此，由所設(shè)計(jì)的超單元產(chǎn)生的準(zhǔn)超方向性再輻射有益于增強(qiáng)后向散射截面。此外，通過增加介質(zhì)諧振器基本單元沿x軸的尺寸，在基本單元中形成的HEM211模式也可用于在9 GHz實(shí)現(xiàn)相似的反相場分布和后向散射截面。

圖4 超單元的共極化后向散射截面以及9 GHz處基于磁偶極子的超單元內(nèi)部場分布

3 薄導(dǎo)電板的側(cè)向回射增強(qiáng)

根據(jù)圖4(b)，兩個介質(zhì)諧振器基本單元內(nèi)部及鄰近空間中的磁場強(qiáng)度矢量平行于xy面，而在z=0 mm平面則有電場強(qiáng)度矢量垂直于xy面。若將超單元中兩個介質(zhì)諧振器基本單元沿z軸的剖面厚度減半，并加載于薄導(dǎo)電板表面，由于薄導(dǎo)電板表面近似于理想電導(dǎo)體特性，根據(jù)電磁場邊界條件以及鏡像原理，在保持入射波條件不變的前提下，剖面厚度減半且加載于薄導(dǎo)電板表面之后的超單元內(nèi)部及鄰近空間仍可維持與圖4(b)中z≥0 mm或z≤0 mm空間幾乎相同的磁場強(qiáng)度和電場強(qiáng)度分布，與之伴隨的準(zhǔn)超方向性再輻射故而可用于增強(qiáng)薄導(dǎo)電板在平面電磁波側(cè)向照射時的后向散射截面。

如圖5(a)所示，對于一塊側(cè)向尺寸為la×lb=66 mm×66 mm(2λ0)、厚度為t=2 mm(0.06λ0)的薄導(dǎo)電板，在其上表面和下表面均加載一個超單元，且超單元中第1個基本單元沿x軸的中心點(diǎn)與薄導(dǎo)電板前緣之間的距離為sm=8.25 mm(0.25λ0)。為了比較，將圖3(b)所示基于電偶極子的超單元剖面高度減半，得到基于電單極子的二元準(zhǔn)超方向性再輻射陣列，并將其加載于薄導(dǎo)電板上下表面，超單元中第1支單極子沿x軸的中心點(diǎn)與薄導(dǎo)電板前緣相距se=33 mm(1λ0)，如圖5(b)所示。相比于圖3，除超單元中介質(zhì)諧振器或電偶極子沿z軸的剖面高度減半之外，其它尺寸參數(shù)保持不變。

圖5 上下表面分別加載磁偶極子和電單極子超單元的薄導(dǎo)電板

圖6所示是9 GHz處薄導(dǎo)電板上表面的超單元內(nèi)部及鄰近空間場分布。可以觀察到當(dāng)介質(zhì)諧振器基本單元沿z軸的剖面高度減半并貼附于導(dǎo)電表面之后，與圖4(b)中z≥0 mm空間相似的磁場強(qiáng)度和電場強(qiáng)度分布特性得以維持。由于剖面高度減半，此時電場強(qiáng)度的半波分布變?yōu)镠EM11δ模式。同時，貼附于導(dǎo)電表面的這兩個基本單元內(nèi)部的磁場強(qiáng)度與電場強(qiáng)度矢量仍呈現(xiàn)相反的旋向而幅度相當(dāng)。該場分布特性所確立的準(zhǔn)超方向性再輻射，使得上下表面加載了磁偶極子超單元的薄導(dǎo)電板在9 GHz處形成了一個值為-21.5 dBsm的后向散射截面峰值，如圖7(a)所示，這與加載了電單極子超單元的薄導(dǎo)電板所對應(yīng)的-23 dBsm峰值接近；相對于未加載超單元的薄導(dǎo)電板，磁偶極子超單元加載措施在諧振頻率處獲得了31.1 dB的后向散射截面增強(qiáng)，后向散射截面增幅在10 dB以上的頻率范圍為8.3～9.28 GHz(11.15%)，薄導(dǎo)電板的側(cè)向回射能力由此得以提升。此外，圖7(b)給出了9 GHz時加載了超單元和未加載超單元的薄導(dǎo)電板在入射側(cè)xz面和xy面內(nèi)的雙站散射截面，對源于+x軸的側(cè)向入射，兩種超單元加載措施均圍繞入射波方向形成了一個明顯的主散射波瓣，薄導(dǎo)電板在側(cè)向入射情形下的散射特性進(jìn)而得以修改，磁偶極子超單元加載措施在xz面內(nèi)雙站散射截面增幅大于10 dB的角域范圍為128°(θ=90°±64°)，對于xy面所示角度則均超過10 dB。圖7(c)給出了入射波頻率為9 GHz而入射波角度在xz面和xy面內(nèi)變化時的后向散射截面，在設(shè)計(jì)角度+x軸附近，磁偶極子超單元加載措施xz面和xy面內(nèi)后向散射截面增幅大于10 dB的角域范圍分別為30°(θ=90°±15°)和104°(φ=0°±52°)。

圖6 薄導(dǎo)電板上表面的磁偶極子超單元在9 GHz處的內(nèi)部場分布

圖7 上下表面加載有超單元的薄導(dǎo)電板散射截面仿真結(jié)果

當(dāng)薄導(dǎo)電板的側(cè)向尺寸增大時，可采用超單元組陣的方式以增加介質(zhì)諧振器對側(cè)向回射的貢獻(xiàn)。對于側(cè)向尺寸為la×lb=264 mm×66 mm(8λ0×2λ0)、厚度為t=2 mm(0.06λ0)的薄導(dǎo)電板，在其上下表面加載沿x軸等距排布的磁偶極子超單元，相鄰超單元之間的間距為dx=33.7 mm(1.01λ0)，其結(jié)構(gòu)如圖8所示。其中，前緣間距sm=8.25 mm(0.25λ0)與前述一致。在平面波側(cè)向照射下，加載了由磁偶極子超單元組成的x向1維線陣的薄導(dǎo)電板的后向散射截面如圖9(a)所示。由于超單元之間的互相耦合，后向散射截面峰值發(fā)生了一定的頻率偏移，位于8.82 GHz，其值為-4.63 dBsm；相比于薄導(dǎo)電板未加載情形，8.82 GHz處的后向散射截面增強(qiáng)了32.32 dB，增幅在10 dB以上的頻率范圍覆蓋8.32～9.2 GHz(10.05%)。圖9(b)所示是平面波側(cè)向照射時9 GHz處的雙站散射方向圖，可以看出超單元沿x軸排布形成的1維線陣可進(jìn)一步增強(qiáng)沿陣列軸向的定向散射能力，在xz和xy面內(nèi)，側(cè)向來波方向上的主散射波瓣寬度相對于圖7(b)均得到了壓縮，對于xz面，10 dB以上雙站散射截面增幅覆蓋角域?yàn)?2°(θ=90°±41°)；對于xy面，除個別角度外，雙站散射截面增幅在所示的絕大多數(shù)角度均為10 dB以上。當(dāng)入射波頻率為9 GHz而入射波角度在xz面和xy面內(nèi)變化時，相應(yīng)的后向散射截面如圖9(c)所示，xz面和xy面內(nèi)后向散射截面增幅連續(xù)大于10 dB的角域范圍分別為36°(θ=90°±18°)和128°(φ=0°±64°)，在側(cè)向入射方向附近形成了穩(wěn)定的后向散射回波強(qiáng)度。

圖8 加載x向1維線陣的薄導(dǎo)電板

圖9 加載x向1維線陣的薄導(dǎo)電板散射截面仿真結(jié)果

當(dāng)薄導(dǎo)電板沿y軸的側(cè)向尺寸增加時，圖10所示是la×lb=66 mm×264 mm(2λ0×8λ0)、厚度為t=2 mm(0.06λ0)的薄導(dǎo)電板，將超單元沿y軸以間距dy=25 mm(0.75λ0)貼附在其上下表面。在平面波側(cè)向入射時，隨頻率變化的后向散射截面如圖11(a)所示，加載了磁偶極子超單元陣列的薄導(dǎo)電板在8.98 GHz產(chǎn)生了一個后向散射截面峰值，其值為-3.64 dBsm，相對于未加載的薄導(dǎo)電板，后向散射截面增強(qiáng)了37.62 dB，增幅在10 dB以上的頻率范圍覆蓋了8.06～9.6 GHz(17.44%)。根據(jù)圖11(b)所示9 GHz處的雙站散射方向圖，由于介質(zhì)諧振器基本單元內(nèi)部的磁場強(qiáng)度主分量沿y軸，由超單元組成的y向1維線陣使得xy面內(nèi)的主散射波瓣明顯窄于xz面，xz面內(nèi)10 dB以上雙站散射截面增幅覆蓋角域?yàn)?36°(θ=90°±68°)，對于所示xy面的絕大多數(shù)角度，雙站散射截面增幅仍為10 dB以上。同時，根據(jù)圖11(c)所示9 GHz處的單站散射方向圖，xz面和xy面內(nèi)后向散射截面增幅大于10 dB的角域范圍分別為40°(θ=90°±20°)和126°(φ=0°±63°)。

圖10 加載y向1維線陣的薄導(dǎo)電板

圖11 加載y向1維線陣的薄導(dǎo)電板散射截面仿真結(jié)果

為了驗(yàn)證上述基于全波仿真結(jié)果的分析，進(jìn)行了樣件加工及后向散射截面測量，樣件照片如圖12所示。側(cè)向尺寸為la×lb=66 mm×82.5 mm(2λ0×2.5λ0) 、厚度為t=2 mm(0.06λ0)的薄導(dǎo)電板由鋁制成，其上下表面的相同位置處貼附了3個沿y軸排布的超單元，構(gòu)成超單元的介質(zhì)諧振器基本單元由標(biāo)稱值εr=25、tanδe≈0.01的三氧化二鋁陶瓷制成。此外，在鋁板上下表面貼附了相對介電常數(shù)約為1.06的聚甲基丙烯酰亞胺泡沫，結(jié)合塑料螺釘，用以固定超單元及介質(zhì)諧振器基本單元的位置。

圖12 加載有磁偶極子超單元的鋁板樣件照片

后向散射截面測量實(shí)驗(yàn)在微波暗室中完成，由一對相同且與矢量網(wǎng)絡(luò)分析儀相連的寬帶喇叭天線完成發(fā)射和接收，樣件和校準(zhǔn)鋁板位于喇叭天線遠(yuǎn)場區(qū)，在沿+x到-x方向傳播的θ極化平面電磁波照射下，通過相對標(biāo)定法恢復(fù)出待測物的后向散射截面。圖13對比了相應(yīng)的全波仿真結(jié)果和實(shí)驗(yàn)測量結(jié)果。對于加載有磁偶極子超單元的鋁板樣件，仿真所得9 GHz處后向散射截面峰值為-13.5 dBsm，其后向散射截面測量結(jié)果相對于仿真結(jié)果產(chǎn)生了一定的頻率偏移，測得的后向散射截面峰值位于9.24 GHz，其值為-14.79 dBsm，產(chǎn)生頻偏的主要原因是所加工制作的微波陶瓷實(shí)際的相對介電常數(shù)相對于標(biāo)稱值具有一定程度的負(fù)公差。除頻偏之外，觀察到樣件測得的后向散射截面峰值相比于仿真結(jié)果出現(xiàn)了一定的幅度差異，這主要是由于樣件采用的微波陶瓷具有介電損耗，而全波仿真模型采用了無耗的長方介質(zhì)體以便于分析和討論工作原理及最優(yōu)結(jié)果。同時，微波陶瓷與定位泡沫的幾何尺寸加工誤差會影響超單元中兩個基本單元之間的間距s，以及定位泡沫的安裝誤差可能對前緣間距sm產(chǎn)生影響。此外，在實(shí)驗(yàn)過程中，由所搭建的測試平臺造成的喇叭天線波束指向角與待測物之間的角度對準(zhǔn)等因素也會對實(shí)驗(yàn)結(jié)果帶來一定的誤差。相對于鋁板未加載情形，后向散射截面增幅超過10 dB的頻率范圍仿真結(jié)果為8～9.54 GHz(17.56%)、測量結(jié)果為8.25～9.48 GHz(13.87%)?？傮w而言，對于加載有磁偶極子超單元的鋁板以及未加載的鋁板，隨頻率變化的后向散射截面測量結(jié)果與仿真結(jié)果基本吻合，驗(yàn)證了此設(shè)計(jì)的有效性。

圖13 樣件處于側(cè)向照射下的后向散射截面仿真結(jié)果與實(shí)測結(jié)果

4 結(jié)論

本文基于介質(zhì)諧振器的磁偶極子諧振構(gòu)造了準(zhǔn)超方向性再輻射二元陣，并將其作為超單元以增強(qiáng)薄導(dǎo)電板在平面電磁波側(cè)向照射下的后向散射截面。探究了超單元的不同組陣形式對薄導(dǎo)電板側(cè)向回射特性的增強(qiáng)程度。相比于已報道的電單極子超單元，基于磁偶極子的超單元在諧振頻率處產(chǎn)生后向散射截面峰值的同時，其剖面高度僅為0.078λ0，剖面高度縮減66.96%，有助于低剖面集成。綜上，本文提出的設(shè)計(jì)具備修改薄導(dǎo)電板側(cè)向回射特性的能力以及低剖面的特點(diǎn)，對小型目標(biāo)平臺中的類平板狀部件的后向散射截面增強(qiáng)設(shè)計(jì)具有一定的參考意義，進(jìn)而為雷達(dá)誘餌、海事救援以及智能交通等應(yīng)用場景提供支撐。