辐射、散射近场测量及近场成像技术的研究进展

（2）典型导体目标散射特性的研究

典型导体目标（如板、球、柱）小双站角的RCS测量已经完成^［13］，测得的不同方向照射待测目标后向散射方向图（照射波传播方向指向目标的方向规定为0°）及空间散射方向图与理论计算结果完全吻合；测量所得到的目标小双站角RCS的绝对值与理论计算值相比较还有误差。

（3）实用复杂导体目标散射特性的测量

上述测量方法的优点是通过一次测量可获得较多的信息量，利用这些信息可计算出金属导体目标散射的平面和空间的散射方向图以及它的散射极化特性；也可计算出该导体目标RCS的绝对值，但在实际测量系统中，发射探头（提供照射源的探头）和接收探头是安装在同一个道轨上，因此，按照散射近场平面波扫描理论，发射探头扫描在一个位置时，接收探头需要在一维方向做一次扫描；发射探头扫描在另一个位置时，接收探头仍要在一维方向做一次扫描，发射探头位置不断向一个方向扫描，接收探头的扫描范围就会越来越小，因此，有一半的测量数据是得不到的，解决这一问题的方法是利用互易定理。

测量环境对散射近场测量散射体电特性也有很大的影响，除了在测量区域附加吸收材料外，还需要用到"背景对消技术"，其基本原理为：在无散射体的情况下，先用收、发探头对测量区域空间扫描一次，并记录采样数据；在有散射体的情况下，记录这时扫描测量的采样数据，在保证一维扫描器（取样架）定位精度的条件下，利用计算机软件对两次对应位置的测量数据逐点进行矢量相减（复数相减），这样就消除了环境对测量数据的影响。

这种测量方法的另一致命弱点是测量时间很长，测量时间与取样点数几乎成四次方的关系，实用目标的测量时间达到了不可容忍的程度。

"单发单收"的测量方法^［16］是为了解决上述问题而提出来的。其理论依据是物理光学（P.O.）近似，基于此理论，散射体某个方向的后向散射总场仅仅与该方向散射场的波谱有关，其他方向散射场的波谱对该方向散射总场的贡献为零。此理论的建立为散射近场测量实用目标（如飞机的缩比模型）奠定了良好的基础，使散射近场测量真正走向了实用化。实验结果表明，该方法对飞机缩比模型散射方向图的测量曲线与远场法及紧缩场法的测量结果完全吻合^［17］，但该方法的严格理论证明还未完成。

（4）扫描面截断误差的影响

扫描面截断误差对测量结果的影响是学者们一直关注的一个问题。在散射近场测量中，目标将入射场向各个方向散射，这时，扫描面的截断误差使后向空间散射方向图的可信域变成了一个比90°小得多的锥形角域。典型目标扫描面截断误差对后向空间散射方向图可信域分析的理论公式已经给出，并进行了实验验证，验证结果与理论分析结果非常吻合^［18］。

（5）其他误差分析

辐射近场测量所有的误差源在散射测量中依然存在，除扫描面截断误差有定量的分析之外，其他方面的误差分析只做了简单的探讨，并未给出定量的计算公式。

2.3、平面散射近场测量的可信域

平面散射近场测量后向空间散射方向图的可信域［18］如下：

（1）平板

若平板的几何尺寸为2a×2b，平面波垂直入射，可信域θ为
-arcsin［（B/（d2+B2）1／2-（2 g″（A）/k）1／3］≤θ≤
arcsin［（B/（d2+B2）1／2-（2 g″（A）/k）1/3］，（2）

式中B=A+a，k=2π／λ，g（x）=x sin θ-［d2+（x+a）2］1／2-π/（4k），且A为一维扫描面的边界点；a为被测目标长度的边界点；g″（A）为g（x）的二阶导数在扫描面边界点的值；k为传播常数；λ为波长；d为取样面与目标的距离；θ为远区散射场观察点位置矢量与扫描面法线的夹角。

（2）圆柱

对于底半径为a，高度为L的圆柱体，当平面波垂直入射时，其可信域θ可用下式来估计
sin θ1≤A/C1/2+2 A a d′/C5/2-3×（2/k）1／2│ g″（A）│　（3）

sin θ2≤A/D1／2-3×（2/k）1／2［A2/D3/2-1/D3/2］　（4）

取θ=min{θ1，θ2}，则可信域的角域为（-θ，θ）。式中C=A2+d′2；d′=d+a；D=A2+d2+L2。

前述两种可信域的估算公式都是在平面波垂直入射条件下得出的。由估算公式可以看出，扫描面A越大，则可信域θ也随之增大，与截断电平关系不大。

当平面波以α角斜入射时，只要将式（2）～（4）中的k用k cos α代换，sin θ用sin θ-sin α代换，估算公式仍然成立。在这种情况下，可信域的上限空间要变小，α＞0，可信域向θ方向移动，&alpha