基于介質(zhì)諧振器的薄導(dǎo)電板側(cè)向回射增強(qiáng)設(shè)計(jì)

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(duì)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(duì)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(duì)回波信號(hào)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(tái)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(tái)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(dòng)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(duì)于無人機(jī)、誘餌彈等小型目標(biāo)平臺(tái)，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(shí)，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(shí)，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(shí)，目標(biāo)處的照射波即可近似為側(cè)向入射情形，因此針對(duì)平面電磁波側(cè)向入射時(shí)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(dòng)力學(xué)要求的空基平臺(tái)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(duì)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(bào)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(dòng)態(tài)調(diào)控[12,13]。但是，文獻(xiàn)報(bào)道的這些超表面設(shè)計(jì)主要針對(duì)平面電磁波正入射或斜入射情形，對(duì)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(duì)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(duì)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(bào)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(shí)，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(duì)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(bào)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(shí)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(lì)，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(gè)相同的介質(zhì)諧振器沿著入射波傳播方向緊密級(jí)聯(lián)以組成一個(gè)超單元，觀察到緊密相鄰的這兩個(gè)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(duì)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(duì)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(gè)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(duì)介電常數(shù)與相對(duì)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(duì)圖1所示模型進(jìn)行全波仿真，對(duì)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(duì)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(gè)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(gè)明顯的零點(diǎn)位于y軸方向，對(duì)應(yīng)的3維形式雙站散射方向圖類似于甜甜圈形狀；同時(shí)，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(lì)的這一長方介質(zhì)體在9 GHz可以等效視為一個(gè)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(duì)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(shí)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(duì)應(yīng)于HEM模式。根據(jù)電場強(qiáng)度沿3個(gè)坐標(biāo)軸的半波變化，可知該諧振模式為HEM111模，而HEM111模對(duì)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(gè)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(shí)，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(duì)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(jí)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(duì)于初始的基本單元，將第2個(gè)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(gè)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(gè)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(duì)比結(jié)果如圖4(a)所示。基于磁偶極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?？梢园l(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(duì)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(gè)基本單元和第2個(gè)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(gè)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(gè)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(gè)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(gè)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(shí)的后向散射截面。

如圖5(a)所示，對(duì)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(gè)超單元，且超單元中第1個(gè)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?？梢杂^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(shí)電場強(qiáng)度的半波分布變?yōu)镠EM11δ模式。同時(shí)，貼附于導(dǎo)電表面的這兩個(gè)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(gè)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(duì)應(yīng)的-23 dBsm峰值接近；相對(duì)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(shí)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(duì)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(gè)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(duì)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(shí)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(shí)，可采用超單元組陣的方式以增加介質(zhì)諧振器對(duì)側(cè)向回射的貢獻(xiàn)。對(duì)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(shí)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(duì)于圖7(b)均得到了壓縮，對(duì)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(duì)于xy面，除個(gè)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(shí)，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(shí)，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(shí)，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(gè)后向散射截面峰值，其值為-3.64 dBsm，相對(duì)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(duì)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(shí)，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(gè)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(duì)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(duì)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(duì)標(biāo)定法恢復(fù)出待測物的后向散射截面。圖13對(duì)比了相應(yīng)的全波仿真結(jié)果和實(shí)驗(yàn)測量結(jié)果。對(duì)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(duì)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(duì)介電常數(shù)相對(duì)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(shí)，微波陶瓷與定位泡沫的幾何尺寸加工誤差會(huì)影響超單元中兩個(gè)基本單元之間的間距s，以及定位泡沫的安裝誤差可能對(duì)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(tái)造成的喇叭天線波束指向角與待測物之間的角度對(duì)準(zhǔn)等因素也會(huì)對(duì)實(shí)驗(yàn)結(jié)果帶來一定的誤差。相對(duì)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%)。總體而言，對(duì)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(duì)薄導(dǎo)電板側(cè)向回射特性的增強(qiáng)程度。相比于已報(bào)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(shí)，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(duì)小型目標(biāo)平臺(tái)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。