(57)【要約】【課題】対象物体に電波を入射した時の散乱界を求める電波散乱計算装置及び記録媒体に関し、電波の散乱界の演算精度を向上する。【解決手段】対象物体の三次元座標データを入力する座標データ入力手段１１と、この座標データ入力手段１１に入力された三次元座標データを基に対象物体の表面を複数の領域に分割する領域分割手段１２と、分割された領域を二次曲面に近似する曲面近似手段１３と、二次曲面の分割領域について散乱界を求める散乱界計算手段１４と、分割された領域の端部及び陰影部についての遷移電流を算出し、この遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める端部及び陰影部の遷移電流計算手段１６と、散乱界計算手段１４により求めた分割領域対応の散乱界と遷移電流計算手段１６により求めた分割領域の端部及び陰影部の散乱界とを合成して散乱界解析結果を出力する散乱界合成手段１５とを含む構成を有する。【選択図】      図４
2004177141.tif 000002
【特許請求の範囲】
【請求項１】
対象物体の電波散乱を求める電波散乱計算装置に於いて、
対象物体の三次元座標データを入力する座標データ入力手段と、
該座標データ入力手段に入力された前記三次元座標データを基に前記対象物体の表面を複数の領域に分割する領域分割手段と、
該領域分割手段により分割された領域を二次曲面に近似する曲面近似手段と、
該曲面近似手段により近似された二次曲面の分割領域について散乱界を求める散乱界計算手段と、
前記領域分割手段により分割された領域の端部及び陰影部についての遷移電流を算出し、該遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める端部及び陰影部の遷移電流計算手段と、
前記散乱界計算手段により求めた分割領域対応の散乱界と、前記遷移電流計算手段により求めた分割領域の端部及び陰影部の散乱界とを合成して、散乱界解析結果を出力する散乱界合成手段と
を備えたことを特徴とする電波散乱計算装置。
【請求項２】
前記遷移電流計算手段は、対象物体に対する電波の入射波と近似した二次曲面との接点の軌跡算出部と、該軌跡算出部により算出した接点を中心とした局所座標を算出する局所座標算出部と、遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める放射積分算出部とを含むことを特徴とする請求項１記載の散乱界計算装置。
【請求項３】
対象物体の三次元座標データを基に対象物体の表面を複数の領域に分割する領域分割処理ステップと、該領域分割ステップにより分割された領域を二次曲面に近似する曲面近似処理ステップと、該曲面近似ステップにより近似された二次曲面の領域について散乱界を求める散乱界計算処理ステップと、前記領域分割ステップにより分割された領域の端部及び陰影部についての遷移電流を算出して、該遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める端部及び陰影部の遷移電流計算処理ステップと、前記散乱界計算処理ステップにより求めた散乱界と前記遷移電流計算処理ステップにより求めた散乱界とを合成して散乱界解析結果を出力する散乱界合成処理ステップとを含むプログラムを格納したことを特徴とする記録媒体。
【請求項４】
前記遷移電流計算処理ステップは、対象物体に対する電波の入射波と近似した二次曲面との接点の軌跡算出処理ステップと、該軌跡算出処理ステップにより算出した接点を中心とした局所座標を算出する局所座標算出処理ステップと、遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める放射積分算出処理ステップとを含むことを特徴とする請求項３記載の記録媒体。
【発明の詳細な説明】
【０００１】
【発明の属する技術分野】
本発明は、対象物体に電波を入射した時の電波散乱の状態を求める電波散乱計算装置及び対象物体の電波散乱の状態を算出するプログラムを格納した記録媒体に関する。
【０００２】
【従来の技術】
自動車，航空機，船舶等の移動物体や、ビル，鉄塔等の固定物体に電波を入射すると、その物体の表面形状や表面インピーダンスに従った状態の電波散乱が生じる。対象物体からの反射波を利用するものとして、自動車衝突防止用のレーダ，航空機や船舶の航法支援用のレーダ等がある。又対象物からの反射波は、テレビの受像画面のゴースト発生の原因となり、又は移動通信等に於けるマルチパスによる妨害の原因となる。従って、電波を利用した各種のシステムに於いては、電波の散乱状態を把握することが必要となる。
【０００３】
このような電波の散乱状態を求める手段として、例えば、モーメント法，有限要素法，ＦＤＴＤ（Ｆｉｎｉｔｅ  Ｄｉｆｆｅｒｅｎｃｅ  Ｔｉｍｅ  Ｄｏｍａｉｎ）法等の数値的に厳密な解析方法の数値解法と、物理光学法（ＰＯ）とに大別することができる。対象物体は、通常、電波の波長より大きいものであると共に、理想平面ではないから、対象物体を複数の平面領域に分割し、各領域毎に電波の散乱界を求めて合成することにより、対象物体についての電波の散乱界を求めるものである。この場合、分割領域を小さくして厳密解を得ることも可能であるが、行列方程式による演算量が膨大となるから、解を求めるまでの時間が長いものであったり、計算結果が間違っている場合もあった。
【０００４】
そこで、演算量を低減する為に、分割数を少なくすることが考えられる。しかし、曲面等を含む対象物体の表面の分割領域を平面領域と仮定して演算するものであるから、誤差が大きくなる問題がある。このような問題点を解決する為に、分割領域を二次曲面に近似し、分割領域の電波の散乱界を求めて合成する手段が提案されている（例えば、特許文献１参照）。
【０００５】
この提案された電波散乱計算装置は、例えば、図１２に示すように、座標データ入力手段１０ａと、領域分割手段１０ｂと、曲面近似手段１０ｃと、陰影処理手段１０ｄと、散乱界算出手段１０ｅと、散乱界合成手段１０ｆとを含むものであり、又二次曲面への近似処理と、電波散乱界の算出処理とについて数式を含めた内容が、前述の特許文献１に開示されている。
【０００６】
この特許文献１に関連する図１２に示す電波散乱計算装置１０の座標データ入力手段１０ａに、対象物体の三次元座標データを入力し、この入力された三次元座標データを基に、領域分割手段１０ｂに於いて複数の領域（パッチ）に分割する。曲面近似手段１０ｃは、分割領域を二次曲面に近似する処理を行う。又陰影処理手段１０ｄは、対象物体に電波を入射した時の裏側等の電波入射に対する陰影となる分割領域を特定し、この陰影領域のデータを散乱界算出手段１０ｅに入力する。散乱界算出手段１０ｅは、曲面近似手段１０ｃにより二次曲面に近似された分割領域の中の陰影領域を除く分割領域について散乱界を算出し、散乱界合成手段１０ｆに於いて合成して、散乱界解析結果として出力する。
【０００７】
従って、対象物体を複数に分割した分割領域を二次曲面に近似することにより、電波の散乱界算出の誤差を低減することができるから、同じ誤差量の場合は、分割数を少なくして演算量を削減することが可能となる。又電波照射分割領域についてのみ散乱界を算出することにより、演算量を削減することができる。
【０００８】
【特許文献１】
特開２０００−２２７４７０号公報
【０００９】
【発明が解決しようとする課題】
電波の散乱界を求める例えば物理光学法（ＰＯ）に於いては、対象物体に電波を入射した時に誘起される電磁流を用いた放射積分を評価するもので、この誘起電磁流を幾何光学的な手段により求め、対象物体上の電波の入射点を通る接平面上に電磁流が流れるものとして計算するものである。従って、曲率が大きく変化する場合や、角等の不連続な面が存在する場合の遷移領域に於ける電磁流分布の算出が不正確となる問題があった。
【００１０】
又前述の特許文献１に開示されている電波散乱界計算装置は、電波の入射に対して陰影領域に於ける電磁流を０として散乱界を求めるものである。しかし、実際には、電波の回り込み等により、電波の入射に対して陰影領域と判定された領域の境界付近にも電磁流が流れるものであり、実際の電波の散乱界に影響を及ぼすものであるが、このような点は考慮されていない。従って、算出精度が未だ充分でない問題があった。
【００１１】
本発明は、前述の従来の問題点を解決するもので、対象物体の電波散乱界の算出精度を向上することを目的とする。
【００１２】
【課題を解決するための手段】
本発明の電波散乱計算装置は、図４を参照して説明すると、対象物体の電波散乱を求める電波散乱計算装置に於いて、対象物体の三次元座標データを入力する座標データ入力手段１１と、この座標データ入力手段１１に入力された三次元座標データを基に、対象物体の表面を複数の領域に分割する領域分割手段１２と、この領域分割手段１２により分割された領域を二次曲面に近似する曲面近似手段１３と、この曲面近似手段１３により近似された二次曲面の分割領域について散乱界を求める散乱界計算手段１４と、領域分割手段１２により分割された領域の端部及び陰影部についての遷移電流を算出し、この遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める端部及び陰影部の遷移電流計算手段１６と、散乱界計算手段１４により求めた分割領域対応の散乱界と遷移電流計算手段１６により求めた分割領域の端部及び陰影部の散乱界とを合成して、散乱界解析結果を出力する散乱界合成手段１５とを含む構成を有するものである。
【００１３】
又遷移電流計算手段１６は、対象物体に対する電波の入射波と近似した二次曲面との接点の軌跡算出部と、この軌跡算出部により算出した接点を中心とした局所座標を算出する局所座標算出部と、遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める放射積分算出部とを含むものである。
【００１４】
又本発明の記録媒体は、対象物体の三次元座標データを基に対象物体の表面を複数の領域に分割する領域分割処理ステップと、この領域分割ステップにより分割された領域を二次曲面に近似する曲面近似処理ステップと、この曲面近似ステップにより近似された二次曲面の領域について散乱界を求める散乱界計算処理ステップと、前記領域分割ステップにより分割された領域の端部及び陰影部についての遷移電流を算出し、この遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める端部及び陰影部の遷移電流計算処理ステップと、前記散乱界計算処理ステップにより求めた散乱界と前記遷移電流計算処理ステップにより求めた散乱界とを合成して散乱界解析結果を出力する散乱界合成処理ステップとを含むプログラムを格納したものである。
【００１５】
又遷移電流計算処理ステップは、対象物体に対する電波の入射波と近似した二次曲面との接点の軌跡算出処理ステップと、この軌跡算出処理ステップにより算出した接点を中心とした局所座標を算出する局所座標算出処理ステップと、遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める放射積分算出処理ステップとを含むものである。
【００１６】
【発明の実施の形態】
図１は本発明の原理説明図であり、入射波と曲面の接点の軌跡算出部１と、局所座標算出部２と、遷移電流を用いた放射積分算出部３とを含む算出手段を含み、散乱界を算出するものである。その場合、入力された対象物体の計算領域の三次元座標データを基に、表面を複数に分割し、分割領域を二次曲面に近似し、対象物体に対する電波の入射波と、滑らかな凸状の曲面に近似した曲面ｚ＝ｆ（ｘ，ｙ）の接点の軌跡を軌跡算出部１に於いて求める。例えば、図２に示す直角座標に於ける曲面の法線ベクトルｎ（ｚ軸方向）と電波の入射波の進行方向を与える単位ベクトルｋｉ  とが直交する点を接点とするものである。
【００１７】
又局所座標算出部２は、電波散乱界算出の為の座標の原点を対象物体の表面上とする為、直角座標に於ける接点を中心とした局所座標を算出する。この場合の局所座標は、ｚ軸を法線方向、ｘ軸を電波の進行方向に一致させる。又遷移電流を用いた放射積分算出部３は、遷移領域を含めた放射積分処理を行って、電波の散乱界を求めるものである。
【００１８】
電磁波の散乱問題に対して物理光学法（ＰＯ）を適用した場合の基本式は、前記特許文献１にも説明されており、対象物体の表面に電磁流Ｊｓ  ，Ｍｓ  （ベクトル）が分布している時の遠方散乱界は、次の（１）式に示すものとなる。なお、Ｒは対象物体の中の任意の原点から観測点までの距離、ｉＲ  は観測点方向を表す単位ベクトル、ｒ’は変位ベクトルを示し、又Ｇ０  （Ｒ）は（２）式に示すものとなる。又文章中では、ベクトルについても標準文字を用いているが、数式中は太字によるベクトル表記としている。
【００１９】
【数１】
2004177141.tif 000003
【００２０】
又対象物体から遠方に於いては、球座標のθ成分とφ成分とによって表す方が都合が良い場合が多い。そこで、（１）式は（３）式で示すことができる。なお、（３）式の中の｛  ｝内の±記号は、θ成分の場合に「＋」、φ成分の場合に「−」を意味するものである。
【数２】
2004177141.tif 000004
【００２１】
又Ｇｒｅｅｎ定理を用いて、曲面Ｓ上の電界と磁界との接線成分ｎ×Ｈ，ｎ×Ｅ（ベクトル）からの散乱界を表すと、（４）式に示すものとなる。なお、Ｇ（ｒ）＝ｅｘｐ（−ｊｋｒ）／４πｒの自由空間のＧｒｅｅｎ関数である。この（４）式を基に、θ，φ成分を求めると、（５）式に示すものとなる。
【数３】
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この場合、Ｊｓ  ＝ｎ×Ｈ、Ｍｓ  ＝ｎ×Ｅ（ベクトル）とすると、（３）式と（５）式は等価であることが判る。この放射積分と称される積分を用いて、曲面による散乱界を求めることができる。
【００２２】
又電波の波長λに比較して曲率半径が大きい滑らかな表面の対象物体による回折波は、Ｆｏｃｋの解析理論では、局所的な振る舞いを示し、回折点近傍の形状に依存するとしている。（なお、Ｆｏｃｋ関数については、例えば、Ｖ．Ａ．Ｆｏｃｋ，“Ｅｌｅｃｔｒｏｍａｇｎｅｔｉｃ  Ｄｉｆｆｒａｃｔｉｏｎ  ａｎｄＰｒｏｐａｇａｔｉｏｎ  Ｐｒｏｂｌｅｍｓ”ｃｈ５，Ｐｅｒｇａｍｏｎ  Ｐｒｅｓｓ，Ｎｅｗ  Ｙｏｒｋ，１９６５発行を参照されたい）。遷移領域では、進行方向の電磁界の変化は、自由空間の変化分を除く、垂直面内の変化に比較して非常に緩やかであると仮定する。即ち、凸型の大きな曲面による散乱界は、進行方向をｘ軸とすると、Ｅ＝ｅｘｐ（−ｊｋｘ）Ｅ’と仮定することができる。この場合、ｚ軸についての二次偏微分と、ｘ軸又はｙ軸についての一次偏微分とは同程度の大きさとなる。又電界と磁界との接線成分の比で表面インピーダンスを定義するＬｅｏｎｔｏｖｉｃｈの境界条件の（６）式が曲面上で成立するものとする。なお、Ｚｓ  ＝Ｅｔａｎ  ／Ｈｔａｎ  ＝表面インピーダンスである。
【数４】
2004177141.tif 000006
【００２３】
この境界条件を各成分に分けて電磁界成分の大きさを考慮すると、ＨＹ  ，Ｈｚ  に対して次の（７）式〜（９）式に示す近似式が得られる。なお、ｎｘ  は曲面の法線ベクトルのｘ成分を示し、入射波が、ｘの正方向に向かって入射したとすると、（１０）式で表すことができる。
【数５】
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【００２４】
入射波の影領域をｘ＞０、接点を原点とし、原点近傍の曲面の方程式を二次曲面を示す次の（１１）式で与え、曲率半径ｘ−ｚ，ｙ−ｚ平面で、それぞれ１／ａ，１／ｃとし、この曲面に適応させて電磁界を求める為の座標変換を、（１１）〜（１５）式に示すように導入する。
【数６】
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【００２５】
ここで、ζ＝ξ２  が影境界となるように縮尺し、境界面は、ζ＝０となる。この座標系に於いて、次の（１６）式を仮定して、曲面上の磁界成分を求めると、最終的にはＡｉｒｙの微分方程式に帰着し、次の（１７）〜（２１）式が導出される。ここで、Ｒ＝１／ａ＝曲率半径、ｐ＝−ｊｍＺｎｓ＝−ｊ（Ｚｓ  ／Ｚ０  ）（ｋＲ／２）１／３  ＝規格化された表面インピーダンスである。又ｙに無関係になり、ξ＝（ｋＲ／２）１／３  ｘ／Ｒに選択すればよいことになる。又関数Ｇ（ξ，ｑ）は、表面電流に関連し、完全導体の場合は、ｑ＝０である。又ｗ１  ，ｗ２  は、ＦｏｃｋのＡｉｒｙ関数であり、（２２）式に示すものとなる。
【００２６】
【数７】
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【００２７】
前述のＦｏｃｋの理論に於いては座標が固定されている。そこで、任意の観測角に対しても散乱界の算出が可能となるように座標変換を導入する。図３は、凸状曲面の遷移領域と座標系とを示すもので、図２について説明したように、直角座標に於ける曲面の法線ベクトルｎ（ｚ軸方向）と電波の入射波の進行方向を与える単位ベクトルｋｉ  とが直交する点を接点とするものであり、法線ベクトルｎは次の（２３）式、単位ベクトルｋｉ  は次の（２４）式に示すとなる。そして、接点の軌跡は、（２５）式とｚ＝ｆ（ｘ，ｙ）の連立方程式により得られる。
【００２８】
【数８】
2004177141.tif 000010
【００２９】
例えば、球面については、次の（２６）式が成立するから、（２７）式が得られる。従って、（２８）式を得ることができ、これをｘについて解くと、（２９）となる。
【数９】
2004177141.tif 000011
【００３０】
又接点Ｐ０  （Ｘ０  ，Ｙ０  ，Ｚ０  ）を中心とした局所座標（ｘ，ｙ，ｚ）と直角座標との変換式は、Ｅｕｌｅｒ角を利用して、次の（３０），（３１）式で表すことができる。この場合の行列の要素は、（３２）式に示すものとなる。
【数１０】
2004177141.tif 000012
【００３１】
即ち、このＥｕｌｅｒ角は、（ｉ）  Ｚ軸の回りでα回転、（ｉｉ）新しいＹ軸でβ回転、（ｉｉｉ）  新しいＺ軸でγ回転した座標系を示し、法線方向をＸ軸、単位ベクトルｋｉ  方向をｘ軸に一致させると、α，β，γは、次の（３３）式で示すものとなる。
【数１１】
2004177141.tif 000013
【００３２】
Ｆｏｃｋの理論から遷移領域の表面電磁界を算出する場合に、パッチの曲率が必要となる。曲面が変位ベクトルｒ（ｘ，ｙ，ｚ）で表される時には、ｘ軸に沿った曲率は、一般に、ａ＝｜ｒｘ  ×ｒｘｘ｜／｜ｒｘ  ｜３  で求めることができる。なお、ｒｘ  はｘに関する一次微分係数、ｒｘｘは二次微分係数を示す。
【００３３】
実際の三次元データと二次方程式が表した曲面との差が最小となるような条件により、二次曲面の係数ａ，ｂ，ｃを決定する為に、図３に於けるＰ０  （Ｘ０  ，Ｙ０  ，Ｚ０  ），Ｐ１  （Ｘ１  ，Ｙ１  ，Ｚ１  ），Ｐ２  （Ｘ２  ，Ｙ２  ，Ｚ２  ），・・・Ｐ８  （Ｘ８  ，Ｙ８  ，Ｚ８  ）の９点を選定し、この９点と二次曲面との差の自乗誤差が最小となるように、ａ，ｂ，ｃを決定する。９点のパッチの大きさは、陰影領域の両側にわたり数波長程度を考慮する。この自乗誤差をεとすると、（３４）式に示すものとなる。この（３４）式は、（３５）式に示す内容を含むものである。
【数１２】
2004177141.tif 000014
【００３４】
誤差が最小となる条件は、（３６）式に示すものであるから、（３７）〜（３９）式が得られ、（４０）式に示すａ，ｂ，ｃに対する三元連立方程式が得られる。
【数１３】
2004177141.tif 000015
【００３５】
各係数ｐ１１，ｐ１２，ｐ１３，ｐ２１，ｐ２２，ｐ２３，ｑ１  ，ｑ２  ，ｑ３  は、（４１）〜（４９）式に示すものとなり、各式中のＸｉ０，Ｙｉ０，Ｚｉ０は、（５０）式に示す。
【数１４】
2004177141.tif 000016
【数１５】
2004177141.tif 000017
【００３６】
又前述の（５）式からθ成分とφ成分とについて次の（５１），（５２）式が得られる。式中のベクトルｒ’については（５３）式に示す。又観測点の角度（θ，φ）の関数は（５４）〜（５７）式で与えられる。又ベクトルのｒ’・ｉＲ  は（５８）式で与えられる。
【数１６】
2004177141.tif 000018
【００３７】
又（５１）式と（５２）式との積分については、積分面Ｓを四角形とし、その頂点を、（ｘ１  ，ｙ１  ），（ｘ２  ，ｙ２  ），（ｘ３  ，ｙ３  ），（ｘ４  ，ｙ４  ）とする。この値は、適当に選択した４個の標本点（Ｘ１  ，Ｙ１  ，Ｚ１  ），（Ｘ２  ，Ｙ２  ，Ｚ２  ），（Ｘ３  ，Ｙ３  ，Ｚ３  ），（Ｘ４  ，Ｙ４  ，Ｚ４  ）から（５１）式，（５２）式に従って決定され、この四角形の積分は、次の（５９）式で表される。座標（ｘ，ｙ）から座標（α，β）への変換は、（６０）式及び（６１）式に示すように行われる。
【数１７】
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【００３８】
このように、四角形は正方形領域に変換される。その結果、積分Ｋは、α，βに関する積分の（６２）式で表され、この（６２）式中のｆ（α，β）は、（６３）式で表される。又（６２）式中の｜Ｊ｜は（６４）式で表され、変数変換のヤコビアンであり、定数項は四角形の面積を表している。又積分Ｋは、Ｇａｕｓｓ−Ｌｅｇｅｎｄｒｅの公式で計算することができる。前述の計算を遷移領域に対して行い、その他の領域については、物理光学法で計算して結合することにより、全体の散乱界を求めることができる。
【数１８】
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【００３９】
図４は本発明の実施の形態の説明図であり、１０は電波散乱計算装置、１１は座標データ入力手段、１２は領域分割手段、１３は曲面近似手段、１４は散乱界計算手段、１５は散乱界合成手段、１６は端部及び陰影部の遷移電流計算手段を示す。
【００４０】
座標データ入力手段１１に、対象物体（図示せず）の三次元の座標データを入力する。領域分割手段１２は、三次元の座標データにより表される対象物体の表面を複数の領域（パッチ）に分割する。曲面近似手段１３は、各パッチを二次曲面に近似する。各パッチを二次曲面に近似することにより、各パッチを平面として処理する場合に比較して、分割数が少ない場合でも計算精度を向上することができる。即ち、同一計算精度の場合は、分割数を少なくして演算量を削減することができる。
【００４１】
又散乱界計算手段１４は、物理光学法（ＰＯ）により二次曲面によって近似された各パッチについて散乱界を算出する。散乱界合成手段１５は、各パッチについて算出した散乱界と、端部及び陰影部の遷移電流計算手段１６により算出した散乱界とを合成して、散乱界解析結果として出力する。
【００４２】
端部及び陰影部の遷移電流計算手段１６は、領域分割手段１２により分割した各パッチについて、図１の原理説明図及び図１の各部を参照して説明した前述の各式（１）〜（１１）を適用してパッチの端部及び電波の入射に対して陰影となる部分の遷移電流を求め、この遷移電流による放射積分により散乱界を求めて、散乱界合成手段１５に入力する。
【００４３】
なお、座標データ入力手段１１と、領域分割手段１２と、曲面近似手段１３と、物理光学法による散乱界計算手段１４と、散乱界合成手段１５とは、先に説明した従来の図１２に示す座標データ入力手段１０ａと、領域分割手段１０ｂと、曲面近似手段１０ｃと、散乱界算出手段１０ｄと、散乱界合成手段１０ｆとに対応し、それらについて説明されている処理機能を、本発明の構成にも適用することができる。
【００４４】
又本発明は、対象物体の三次元座標データを基に対象物体の表面を複数の領域に分割する領域分割手段１２による領域分割処理ステップと、この領域分割ステップにより分割された領域を曲面近似手段１３によって二次曲面に近似する曲面近似処理ステップと、この曲面近似ステップにより近似された二次曲面の領域について、散乱界計算手段１４による物理光学法（ＰＯ）により散乱界を求める散乱界計算処理ステップと、領域分割手段１２による領域分割ステップにより分割された領域の端部及び陰影部について、遷移電流計算手段１６により遷移電流を算出して、この遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める端部及び陰影部の遷移電流計算処理ステップと、散乱界計算処理ステップにより求めた散乱界と遷移電流計算処理ステップにより求めた散乱界とを合成して散乱界解析結果を出力する散乱界合成処理ステップとを含むプログラムを記録媒体に格納し、コンピュータに読込ませることにより、電波散乱計算装置として作用させることができる。この記録媒体としては、既に知られている可搬型の各種の記録媒体を適用することができる。
【００４５】
又前述の記録媒体に格納した遷移電流計算処理ステップは、対象物体に対する電波の入射波と近似した二次曲面との接点の軌跡算出処理ステップと、この軌跡算出処理ステップにより算出した接点を中心とした局所座標を算出する局所座標算出処理ステップと、遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求める放射積分算出処理ステップとを含むものである。
【００４６】
図５はインピーダンス円筒に於ける遷移電流の範囲の説明図であり、表面インピーダンスＺｎｓ＝０．２５、半径Ｋａ＝５０の円筒に、ＴＭ波（波長λ＝３ｃｍ）をｘ軸方向から入射した場合、厳密解により求めた結果と、遷移領域をｙ軸を中心に±１λ，±２λ，±３λとした遷移電流の範囲を仮定し、その遷移電流を用いた放射積分を含めて散乱界を求めた結果とを図６に示す。
【００４７】
図６に於いて、横軸は角度、縦軸はＲＣＳ（Ｒａｄａｒ  Ｃｒｏｓｓ  Ｓｅｃｔｉｏｎ）を示し、曲線（ａ）は厳密解により求めた結果、曲線（ｂ），（ｃ），（ｄ）は、遷移領域を±１λ，±２λ，±３λの範囲として、遷移電流を用いた放射積分により散乱界を求めた結果を示す。即ち、厳密解に近い精度で散乱界を求めることを示している。
【００４８】
図７は、長径ｋａ＝５０、短径ｋｂ＝４５で、表面インピーダンスＺｎｓ＝０．１−ｊ０．０８の楕円円筒（ｘ２  ／ａ２  ＋ｙ２  ／ｂ２  ＝１）に、波長λ＝３ｃｍのＴＭ波の電波をｘ軸に対してφ０  ＝４５度で入射した場合について示すもので、曲線（ｅ）は本発明により求めた結果を示し、曲線ＰＯは物理光学法（ＰＯ）により求めた結果、曲線ＭｏＭはモーメント法（ＭｏＭ）により求めた結果をそれぞれ示す。又図８は、図７の横軸の１８０〜２８０度の角度範囲を拡大して示すものである。即ち、モーメント法（ＭｏＭ）による場合が精度が高いものであるが、本発明による手段により求めた散乱界の精度は、物理光学法（ＰＯ）に比較して高いことを示している。
【００４９】
図８，図９，図１０は散乱界計算結果を示すもので、図８は本発明の実施例による場合、図９は厳密解による場合、図１０は物理光学法による場合を示す。又各図の（Ａ）は散乱界パターン、（Ｂ）はＲＣＳを示す。即ち、半径ｋａ＝５０、表面インピーダンスＺｎｓ＝０．２５の円筒にＴＭ波を１８０度の方向から入射した場合について示し、図１０の物理光学法による場合に比較して、図８の本発明による算出手段が、図９の厳密解による場合に近いことから、本発明による散乱界算出精度が高いことが判る。
【００５０】
【発明の効果】
以上説明したように、本発明は、表面インピーダンスを有する対象物体に電波が入射した時の散乱について、分割領域の端部及び陰影部の遷移電流を求める手段及び処理ステップを含み、その端部及び陰影部の散乱界を求めて合成するものであるから、一般的な物理光学法（ＰＯ）による場合に比較して、精度の良い散乱界を求めることができる。従って、対象物体の表面の分割数を増大することなく、遷移電流を考慮したことにより、所望の精度を維持することができる利点がある。
【図面の簡単な説明】
【図１】本発明の原理説明図である。
【図２】電波の入射と曲面との説明図である。
【図３】遷移領域と座標系との説明図である。
【図４】本発明の実施の形態の説明図である。
【図５】インピーダンス円筒に於ける遷移電流の範囲の説明図である。
【図６】遷移電流範囲と計算結果との説明図である。
【図７】散乱界計算結果の説明図である。
【図８】散乱界計算結果の拡大図である。
【図９】散乱界計算結果の説明図である。
【図１０】散乱界計算結果（厳密解）の説明図である。
【図１１】散乱界計算結果の説明図である。
【図１２】従来の電波散乱計算装置の説明図である。
【符号の説明】
１  入射波と曲面の接点の軌跡算出部
２  局所座標算出部
３  遷移電流を用いた放射積分算出部
１０  電波散乱計算装置
１１  座標データ入力手段
１２  領域分割手段
１３  曲面近似手段
１４  散乱界計算手段
１５  散乱界合成手段
１６  端部及び陰影部の遷移電流計算手段
【図１】
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【図２】
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【図３】
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【図４】
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【図５】
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【図６】
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【図７】
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【図８】
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【図９】
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【図１０】
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【図１１】
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【図１２】
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