金屬目標(biāo)的雷達散射截面除了與目標(biāo)的大小、形狀、入射角等有關(guān)外還與目標(biāo)的電磁特性有關(guān)，電磁特性的核心就是金屬的相對介電常數(shù)隨頻率的變化。低頻情況下介電常數(shù)是復(fù)數(shù)，電磁波在導(dǎo)體表面產(chǎn)生感應(yīng)電流會產(chǎn)生散射場，同尺寸非金屬目標(biāo)的雷達散射截面要遠小于金屬目標(biāo)雷達散射截面；高頻情況下，介電常數(shù)變?yōu)閷崝?shù)，金屬不再是導(dǎo)體而是電介質(zhì)了，可以像絕緣體一樣反射和透射電磁波，同尺寸的非金屬目標(biāo)的激光雷達散射截面的數(shù)值可以大于金屬目標(biāo)的激光雷達散射截面。

引言

　　理論研究表明微波、激光對于同一尺寸、同一材料的金屬平面和金屬球其雷達散射截面的數(shù)值是有很大差異的。微波雷達散射截面( RCS) 一般與入射電磁波的頻率有直接關(guān)聯(lián)，而波長位于紅外的激光雷達散射截面( LRCS) 通常與入射電磁波的頻率沒有直接關(guān)聯(lián)，而決定于表面粗糙程度。微波與紅外波都屬于電磁波，二者又都是借助于統(tǒng)一的雷達方程來推導(dǎo)出雷達散射截面的表達式，但同一目標(biāo)的微波領(lǐng)域與激光雷達散射截面確會出現(xiàn)很大的差異，這種差異來自金屬的相對介電常數(shù)頻率變化的特性，在從低頻到高頻的過程中介電常數(shù)有時會為實數(shù)，有時會為虛數(shù)，有時會為正，有時會為負(fù)，正是這些特性對不同頻率下金屬目標(biāo)的雷達散射截面的大小產(chǎn)生了重要影響。

2、不同頻率下的金屬介電常數(shù)

　　導(dǎo)體與介質(zhì)的差別主要是導(dǎo)體內(nèi)部有一部分電子是“自由的”，它不束縛于一個原子中，而可以在離子晶格中“自由”運動，實際上”自由電子”并不完全自由，因為它仍受到離子的作用，按照電動力學(xué)中電磁場與介質(zhì)的相互作用的有關(guān)理論，將繞核運動的電子視為一個簡單的諧振束縛電子模型，每個電子被恢復(fù)力所束縛著，且受到唯象阻尼力，這樣就可得介質(zhì)中電子在外場作用下的運動方程為：

　　式中，ω0為電子的固有束縛頻率；m 為電子質(zhì)量；ω為外場的頻率；γ 為阻尼系數(shù)。

　　依據(jù)上述諧振束縛電子模型的運動方程的解及金屬中的電子位移極化的有關(guān)知識，導(dǎo)出了金屬中相對介電常數(shù)的表達式：

　　式中，設(shè)定每個原子中有f0個電子是自由的，并將這部分對介電常數(shù)貢獻分離出來，式中γ0是自由電子在外場作用下的阻尼系數(shù)，有關(guān)資料顯示γ0≈10¹³ Hz 左右。這一結(jié)果表明，通常情況下，εr是外場頻率ω的函數(shù)，且是一個復(fù)數(shù)。我們對式( 2) 深入研究可以得出結(jié)論:在入射電磁波頻率比較低得情況下( ω��γ0) ，一般取ω < 10¹¹ Hz，就可以作為“低頻”處理，如無線電波，微波，此時金屬的相對介電常數(shù)是一個復(fù)數(shù)，金屬的相對介電常數(shù)將很大，表明金屬對電磁波的吸收在金屬中不斷產(chǎn)生焦耳熱，而此時絕緣體中的相對介電常數(shù)為實數(shù)，金屬與絕緣體差異很大；在入射電磁波頻率在10¹³ < ω < 10¹⁵ Hz 范圍時，如紅外光、可見光，此時相對介電常數(shù)是一個負(fù)數(shù)，折射率n 是一個虛數(shù)，這種情況下電磁波基本不進入金屬內(nèi)部，電磁波幾乎全部被金屬反射回去，金屬顯示出鏡子般反射特性，稱為金屬發(fā)射區(qū)，此時金屬與與絕緣體沒有本質(zhì)區(qū)別；當(dāng)頻率更高的情況下( ω >10¹⁵ Hz) ，如紫外、X 射線，相對介電常數(shù)是一個正數(shù)，折射率n 是一個實數(shù)，此時金屬具有等離子體的特性，金屬導(dǎo)體象“透明”體一樣透射電磁波，而不產(chǎn)生焦耳熱。

3、同一金屬導(dǎo)體目標(biāo)激光雷達與微波雷達不同散射截面的理論解釋

　　雷達散射截面是一個用以表述目標(biāo)截獲回波功率能力的物理量，它在目標(biāo)識別、目標(biāo)成像中具有重要作用。無論激光雷達還是微波雷達，甚至太赫茲雷達的散射截面的推導(dǎo)均來自雷達方程，其雷達散射截面的定義也是相同的。

　　按照雷達散射截面的相關(guān)定義，對于微波雷達，金屬平板和金屬球面的雷達散射截面( RCS) 可以分別表達為：

　　理論可以證明當(dāng)微波垂直入射時面積為A的金屬平板的RCS：

　　式中，A 為平板的面積；λ 為微波的波長；σ 隨ka /λ2的變化曲線如圖1 所示。

圖1 金屬平板的法向后面RCS 隨ka 的變化關(guān)系

4、結(jié)論

　　(1) 在微波領(lǐng)域，雷達散射截面的大小除與各子波源的振幅有關(guān)還與其相位有關(guān)，各散射波之間是相干的；而在光學(xué)領(lǐng)域，金屬成為電介質(zhì)，可以象絕緣體一樣反射和透射電磁波，此時散射光之間不是相干的，雷達散射截面的大小就只與各子波源的振幅有關(guān)。因此微波雷達散射截面與波長有關(guān)，而激光雷達散射截面與波長幾乎無關(guān)。

　　(2) 激光雷達散射截面是按照紅外輻射學(xué)的方法進行運算的，目標(biāo)表面粗糙的狀況是影響激光雷達散射截面的最核心因素，同尺寸的非金屬郎伯球的激光雷達散射截面的數(shù)值可以大于同尺寸噴砂金屬鋁球的激光雷達散射截面；而低頻情況下的微波雷達散射截面是按照電磁波的理論進行運算的，主要依據(jù)的是麥克斯韋方程，電磁波在導(dǎo)體表面會產(chǎn)生感應(yīng)電流，這些感應(yīng)的電流進而產(chǎn)生散射場，從而對RCS 做出貢獻，由于非金屬內(nèi)部不會產(chǎn)生感應(yīng)電流，也就不會激發(fā)散射場，因此在低頻情況下同尺寸非金屬球的雷達散射截面要遠小于金屬球雷達散射截面。

　　(3) 無論在高頻還是低頻情況下金屬導(dǎo)體對雷達散射截面的貢獻都包括兩部分。一是導(dǎo)體內(nèi)感應(yīng)電流產(chǎn)生散射場對雷達散射截面的貢獻，二是導(dǎo)體粗糙表面的散射對雷達散射截面的貢獻，在高頻情況下，表面粗糙的影響是主要的，而電磁波在導(dǎo)體表面產(chǎn)生感應(yīng)電流可以忽略；在低頻時電磁波在導(dǎo)體表面會產(chǎn)生感應(yīng)電流所產(chǎn)生散射場是對RCS 的主要貢獻，而導(dǎo)體粗糙表面的散射作用只是一個微擾，可以忽略不計，在微波領(lǐng)域這種所謂朗伯體完全可以被看成鏡體。

　　(4) 雷達的散射截面除了與目標(biāo)的大小、形狀、入射波的波長、入射角等有關(guān)外還與目標(biāo)的電磁特性有關(guān)，電磁特性的核心就是金屬的相對介電常數(shù)隨頻率的變化而顯現(xiàn)出完全不同的特性，在低頻區(qū)影響目標(biāo)雷達散射截面大小的主要因素是目標(biāo)的電磁特性和入射波的波長，而在高頻區(qū)內(nèi)，其雷達散射截面可理解為其表面各部分散射的疊加，因此受其表面形狀及細(xì)節(jié)影響較大。

　　(5 ) 太赫茲的頻率位于微波與紅外之間( 1012 Hz) ，這一波段金屬的介電常數(shù)所遵從的規(guī)律有其特殊性，其太赫茲雷達散射截面既不等同于微波也不等同于紅外，所遵從的規(guī)律需要進一步探索與實踐。