Küresel Elektromanyetik Saçılma: Mie Teorisi / Electromagnetic Scattering from Sphere: Mie Theory

Makale Türü: Araştırma Makalesi Gönderim Gönderim Tarihi: 21.02.2017 Kabul Tarihi: 31.07.2018

İTÜ Bilişim Enstitüsü Piri Reis Üniversitesi, İstanbul, Türkiye [email protected]

Öz

Mie teorisi, küreden saçılan elektromanyetik alanlar için analitik bir çözüm getirerek, daha karmaşık saçılım problemlerin çözümü için bir esas oluşturur. Bu çalışmada, Mie teorisi hakkında detaylı bir analiz sunulmaktadır. Teori uygulamaları için MATLAB kodları geliştirilmiş ve örnekler sunulmuştur. Anahtar kelimeler: Elektromanyetik Saçılma, vektörel harmonik fonksiyonlar, küresel fonksiyonlar, radar kesit alanı.

Abstract

Mie Theory sets basis for more advanced applications in scattering by presenting an analytical solution for electromagnetic waves that scatters from arbitrarily selected spheres. This study presents the theoretical analysis in detail. MATLAB scripts are developed according to the theory and examples are given for validations. Keywords: Electromagnetic scattering, vectorial harmonical functions, spherical functions, radar cross section

1. Giriş

Gustav Mie, 20. Yüzyılın başlarında yayımladığı makalesinde [1], yarıçapı keyfi seçilmiş metal bir küreden saçılan elektromanyetik (EM) dalgalar için analitik bir çözüm sunmuş; bu yayına istinaden, küreden ışıma-saçılma problemleri, sonraki dönemde Mie teorisi olarak literatürde yer edinmiştir [2-3]. Teorinin, içeriğinde EM ışıma ve saçılma olan, hesaplamalı elektromanyetikten, plazma fiziğine, atmosferik ışımadan, biyomedikal alanına dek [4-6] geniş uygulama alnına sahip olması nedeniyle, daha karmaşık ışıma ve saçılma problemleri için bir esas olarak kabul edildiğini söylemek yanlış olmayacaktır.

Bu çalışmanın ilk bölümünde, Mie teorisinin matematiksel esası üzerinde durulup, MATLAB tabanlı kodlar ile geliştirilen uygulama ve örnekler son bölümün konusu olacaktır.

2. Teori – Analitik Çözüm

Genel olarak bir EM dalga iletken bir cisim ile karşılaştığında, akım indüklenir ve buna bağlı olarak tekrar ışımaya ve saçılan dalgaları üretmeye başlar. Mie teorisi, Şekil 1 de gösterildiği üzere, yayılımı z yönünde olan düzlemsel bir elektrik alanın,

iletken bir küreye çarpması sonucu ortaya çıkacak sonuçların matematiksel analizini kapsar. Daha genel anlamda, gelen ve saçılan EM alanın küresel vektör harmonikler cinsinden seri açılımına dayanır. Teori, dalganın dielektrik bir malzeme seçimine bağlı olarak, küre tarafından absorbe edilecek EM alanı da kapsayarak genişletilebilinir. Bütün senaryolar için, bu alanların teğetsel bileşenleri, sınır koşulları gereği, küre yüzeyinde devamlı olup; buna bağlı olarak elde edilmiş olan serilerin katsayıları hesaplanır. Bu çalışmada, serilerin içeriği olan küresel vektör harmoniklerin elde edilebilmesi için öncelikle küresel koordinatlarda skaler Helmholtz denklemi çözülecek; bu çözüm kullanılarak vektörel dalga denklemine geçiş yapılacak ve seri açılımına ulaşılacaktır. Çalışmanın bütününde zaman bağımlılığı eit olarak seçilmiştir.

Şekil 1: Gelen düzlem dalga yayılımı ve küresel geometri 2.1 Skaler Helmholtz Denklemi

Keyfi seçilmiş bir f r,, fonksiyonunun küresel koordinatlarda skaler Helmholtz denklemini sağladığı varsayımına bağlı olarak:

1 r2

 r

r

f r

f 

2 f  2

k2 f

dasdasdasdasdasdasdasdasdasdasdasdasdasdasdasdasdasd(1)

Burada, k    dalga numarasıdır. Denklemin çözümü

için ikinci varsayım, fonksiyonun değişkenler üzerinde

dağılabilir olduğudur. Başka bir deyişle:

f r,,  fr r f   f .

(2)

Böylelikle, (2) ve (1) bağıntıları kullanılarak üç farklı dağıtılmış denklem elde edilir:

  d dr

r2

fr r

k2r2  nn 1

fr  0,

(3)

1 sin

 

f 

nn



1 

m2 sin 2 

  

f

0,

(4)

d 2 f d 2

m2

(5)

Bu durumda, (3) bağıntısının çözümü küresel Bessel

fonksiyonları olup, bu fonksiyonlar sıradan Bessel

fonksiyonları ile ortak özelliklere sahiptir. [7] Buna ilaveten,

doğrusal kombinasyonları birinci ve ikinci dereceden küresel

Hankel fonksiyonlarını verecektir:

 hn1 jn kr  iyn kr,

(6)

 hn2 jn kr  iyn kr.

(7)

  Küresel Bessel fonksiyonlarının bn kr sıradan Bessel   fonksiyonları Bn kr cinsiden tanımlamak gerekirse:

bn kr 

 2kr

B n

1 2

.

(8)

EM alanın, küre içerisinde ve/veya dışında Bessel ve Hankel

fonksiyonları cinsinden tanımlamak için, bu fonksiyonların

asimptotik davranışlarını incelemek gerekir [8]. Kabaca, küre içerisinde ki EM alan temsili için jn kr kullanılmalıdır çünkü r  0 için jn kr sonlu olup; r   için sinüzoidal yapıdadır. Dolayısıyla bu fonksiyon, durağan tipi bir dalga

tanımı için uygudur. Diğer taraftan, r   için birinci

  dereceden Hankel fonksiyonları

  h(1) n

ışıma koşullarını

sağladığından; dışarı doğru uzak alandaki dalgaların temsili

için kullanılırlar.

Öte yandan, (4) bağıntısının çözümü ile bütünleşik Legendre

  fonksiyonları Pnm cos ,Qnm cos  elde edilecektir [8]. Bu

fonksiyonlar   0 ve    için tekil olduklarından, 0, 

aralığı için sonlu bir dalga fonksiyonu tanımlayabilmek adına:

f    Pnm cos .

(9)

Olarak seçilir. Son olarak, (5) bağıntısının çözümü, tek ve çift

olmak üzere doğrusal olarak bağımsız harmonik sinüzoidal

denklemler içerir:

f,çift   cosm, f,tek   sinm.

(10.a) (10.b)

(6)- (10) bağıntıları içerisinde bulunan sonuçlar bir araya

getirilirse, (2)’de tanımlı skaler fonksiyon için:

f

r,

, 

  

fçmn ftmn

 

csionsmmPPnnmmccoosszznnkkrr.

(11)

(11) bağıntısında gösterilen zn kr EM dalganın konumuna göre küresel Bessel ya da birinci dereceden küresel Hankel fonksiyonunu temsil eder. İlaveten, (11) bağıntısında verilmiş olan m ve n birer tam sayıdır ve her bir terim karşılıklı olarak birbirlerine diktir [8]. Böylelikle, (1) bağıntısında verilmiş Helmholtz denklemini sağlayabilen herhangi bir fonksiyon, (11) bağıntısında tanımlı fonksiyonlarca seri açılımı yapılarak tanımlanabilir [8-9].

2.2 Vektörel Dalga Denklemi ve Küresel Harmonikler

Helmholtz’un ortaya koyduğu teoriye göre, bir vektörü

tanımlayabilmek için, o vektörün diverjansını ve rotasyonelini

biliyor olmak yeterlidir [4]. Bu başlık altında yapılacak çalışmada, EM alanları tanımlayabilmek için kullanılacak

vektörler elde edilecektir. Tanımlanacak vektörler, (11)

bağıntısında tanımlanan skaler fonksiyonlara bağlı olacak ve böylelikle EM alanlar için bir seri açılımı yapılabilecektir.

Başlangıç olarak, sabit ve birim uzunluğa sahip

bir c vektörüne bağlı olarak, üç adet vektör tanımlamak

mümkündür:

L  f r,, ,

M  cf r,, ,

(12)

N 1  M. k (12) bağıntısına bakarak her üç vektörün birbirlerine dik olduğu aşikardır. L vektörünün rotasyoneli ve diverjansı için:

  L 0, (13)

  L  2 f  k2.

Buna ilaveten, M ve N vektörlerinin alan çizgileri

daireseldir; diğer bir deyişle, diverjansları sıfırdır.

 M   N  0.

(14)

(12), (13) ve (14) bağıntılarının sonuçlarına bakarak, herhangi

bir dalga fonksiyonu yukarıda tanımlanan vektörel

fonksiyonların doğrusal kombinasyonları olarak sunulabilir.

Ayrıca, boş uzayda ki düzlem EM alanlar, diverjansları sıfır ve

birbirlerinin rotasyoneli olarak tanımlanabileceğinden, M ve

N vektörleri, elektrik alan E r  ve manyetik alan H r 

tanımları için yeterli ve uygundurlar. Eğer en başta tanımlanan

sabit ve birim uzunlukta ki c vektörü, kürenin radyal birim

vektörü olan er olarak kabul edilirse, bu durumda, M ve N vektörleri, seçilecek o küre için teğet olacaklardır. (11)

bağıntısında gösterilen skaler fonksiyonun tek ve çift

bileşenlerine bağlı kalarak, (12) bağıntısında tanımlanan

vektörlerinin tek ve çift bileşenleri için,

      M oemn





e

m sin

e

cos

sin

 N oe mn

er

zn kr  kr 

csoins   m

(15)

  e

csoins

1 kr

d kr

krzn k r 

  



  

e

sin  cos

Pnm cos sin 

kr

krzn k r

Buna göre, ex yönünde polarize olmuş ve ez yönünde yayılım gösteren normalize düzlemsel elektrik alan için (16) bağıntısı

aşağıda verilmiştir.



  Ei  exeikz  BemnMemn BomnMomn  AemnNemn  AomnNomn. m 0n 0

(16)

(16) bağıntısında gösterilen seri katsayıları (17) bağıntısında

ki integraller ile hesaplanacaktır.

  Ei  M emn sin d d

B  00 emn

omn 2

omn

  Memn sin d d

0 0 omn

(17a)

  Ei  Nemn sin d d

     A  emn

N sin omn

00 2 

omn 2

emn

0 0 omn

(17b)

Sinüs ve kosinüs fonksiyonlarının ortogonal ilişkilerine bağlı

olarak, m 1 dışındaki bütün katsayılar sıfırdır. Buna bağlı

olarak, (16) bağıntısında tanımlanan düzlemsel elektrik alan

denklemi sadeleşmiş haliyle, (18) bağıntısında tanımlanmıştır.

  Ei

B01nM01n Ae1n Ne1n.

(18)

Bu bağıntıda tanımlı katsayılar için, (17a) ve (17b)

bağıntılarında gösterilen integrallerin hesaplanması gereklidir.

Bu integralleri fonksiyonların ortogonal ilişkilerini kullanarak

hesaplamak mümkündür [4]. Elde edilecek katsayılara göre

gelen düzlemsel elektrik alan için yazılacak seri ifadesi, (19) bağıntısında gösterildiği gibidir.

     Ei

n0 n n 1

(19)

(19) bağıntısında M ve N vektörleri için kullanılan 1 üst indisi, elektrik alanın radyal bileşeninin jn kr olduğunu vurgulamak içindir. Gelen manyetik alan, (19) bağıntısında

tanımlı elektrik alanın rotasyonu ile ilintili olduğundan:

     Hi

  k n0 in n2nn 11 M e11n

(20)

Bağıntılar ile tanımlanan vektör harmoniklerin ortogonal olmalarına ve bir sonra ki aşamada başvurulacak sınır koşullarının sürekliliğine bağlı olarak, dielektrik küre

içerisinde absorbe edecek ve küre dışına saçılım yapacak EM

alanlar için de vektörel harmonikleri kullanmak mümkündür.

(21) ve (22) bağıntıları, sırasıyla, içeriye absorbe edecek ve

saçılacak EM alanları verecektir.

  Et

cnM

idn

  H t

dnM

icn N

(21)

 E s

bnM

ian

  H s

anM

ibn

(22)

2.3 Sınır Koşulları – Katsayıların Elde Edilmesi

Yarıçapı a olan kayıplı bir küre için, EM teğetsel alanların sürekliliğine bağlı olarak, (21) ve (22) bağıntılarında verilen dört bilinmeyen için dört denklem elde etmek mümkündür:

Ei ,  Es ,  Et ,, (23)

Hi ,  Hs ,  Ht ,.

(23) bağıntısı ile elde edilen denklemlerin çözümü ile (21) ve (22) bağıntılarında verilen katsayıları bulmak mümkündür. Bu çalışmada sadece saçılan alan formülleri verilmiş olup; diğer iki katsayı için okuyucu [3-4] inceleyebilir.

jn  Na k0a jn k0a  jn k0a  Nk0a jn  Nk0a jn  Nk0a k0ahn1 k0a  hn1 k0a  Nk0a jn  Nk0a

jn a  Nk0a jn  Nk0a  N 2 jn  Nk0a k0a jn k0a hn1 k0a  Nk0a jn  Nk0a  N 2 jn  Nk0a k0ahn1 k0a

(24)

Burada k0 boş uzayda ki dalga numarasıdır. Kürenin iletkenliğine bağlı olarak, karmaşık olma ihtimali bulunan

dalga numarası k1 ise, N  k1 / k0 , kürenin refraktif indisidir. (24) bağıntısında verilen an ve bn saçılan dalgaların katsayıları cn ve dn küre içerisinde absorbe edilen alanların katsayılarıdır. Ricatti-Bessel fonksiyonları tanıtılarak an ve bn katsayılarının bu fonksiyonlar üzerinden tanımları sırasıyla (25) ve (26)

bağıntılarında verilmiştir.

 r  rjn r,

(25a)

 r  rhn1 r.

(25b)

an 

N

N n  Nk0an

 

k0a k0a

 



n k0a n k0a

(26a)

 n  Nk0a n  n  Nk0an

 

N n k0a n Nk0a Nn k0a n Nk0a

(26b)

Kürenin iletkenliğine bağlı olarak,   Nk0a genelde karmaşık olur. Buna bağlı olarak, fonksiyon ve onun türevi

kayıplı ortamlar için birkaç terimden sonra ıraksamaya başlar.

Özellikle mükemmel iletken (PEC) kürelerde, numerik

hesaplamalar son derece kısıtlıdır. Bu sorun,   Nk0a

fonksiyonunun logaritmik türevi olan fonksiyon kullanılarak çözümlenebilir [9]:

D n  Nk0a

 nn  NNkk00aa

 Nk0a  Nk0a 

jn  Nk0a jn  Nk0a

(27)

(27) bağıntısında tanımlanan Dn  Nk0a fonksiyonu Nk0a  0 olmadığı sürece sonludur. İlaveten, Dn k0a fonksiyonu aşağı doğru yineleme koşulunu sağlar. Buna göre,

  Dn1 Nk0a

n Nk0a

Nk0a 

/

(28)

(27) ve (28) bağıntıları kullanılarak, an ve bn katsayıları (29)

bağıntısında yeniden tanımlanmıştır.

 

 n 

(29a)

  

 n 

(29b)

Son olarak katsayıların hesaplanması için n belirlenecek

yineleme numarası n  2  k0a 16k0a1/3 [10] olarak seçilebilir. (29) bağıntısında tanımlanan katsayıların

hesabı için oluşturulan MATLAB kodu Ek-1 de

verilmiştir.

2.4 Uzak Alan Genlik Fonksiyonları

Küresel Hankel ve Bessel fonksiyonlarının asimptotik

hareketlerine bağlı olarak, uzak bölgede saçılan elektrik

alanlar (30) bağıntısında verilmiştir.

     Es

 H s

(30a)

     Es

 H s

(30b)

(30) bağıntısında verilen S1   ve S2   uzak alanlar için

genlik fonksiyonlarıdır. (31) bağıntısında bu fonksiyonlar

tanımlanmıştır.

  S1  

an

bn



  S2  

an

bn



………………………………………… (31)

(31) bağıntısında tanımlanan  n ve  n fonksiyonları açıya bağlı fonksiyonlar olarak adlandırılıp; tanımları (32a) ve (32b)

bağıntılarında yapılmıştır.

Pn1 cos

(32a)



dPn1 d

(32b)

(31) ve (32) bağıntılarında tanımlanan fonksiyonlar için

oluşturulan MATLAB kodu Ek-1 de verilmiştir.

2.5 İleri ve Geri Yönde Saçılma – Radar Kesit Alanı

(31) bağıntısında tanımlanan uzak alan genlik

fonksiyonları,  değişkenine bağlı fonksiyonlardır.

  0 ve   değerleri için:

 n cos0

 n cos0

nn 1

, 2

(33)

 n cos

 1n1 n

n 2

1

(34)

(33) ve (34) bağıntılarında elde edilen sonuçlara göre:

S10  S2 0.

(35.a)

S1   S2  .

(35.b)

Dolayısıyla, uzak bölgede saçılan EM alanlar, gelen EM

alanlar ile doğrusal polarizasyonludur. Diğer açılarda ise bu

alanlar eliptik polarizasyona sahiptirler. Bu açı değerlerinde

genlik fonksiyonlarını özel kılan bir diğer durum ise, ileri kesit alanı   0 ve geri kesit alanı (Radar Kesit Alanı)    

hesaplamaları için gereklilikleridir. Radar kesit alanı (RKA)

[11-12] kabaca, küreden saçılan EM enerjinin gelen EM

dalganın güç yoğunluğuna oranıdır. Bu doğrultuda, a

yarıçaplı kürenin geometrik kesit alanı ile normalize edilmiş

RKA (36) bağıntısında verilmiştir.

      s

   a2

2 k0a

an 2  bn 2

(36)

İleri yönde saçılma teorisine göre [13] ileri yönde saçılma

kesit alanı,   0 bölgesinde uzak alan genlik fonksiyonlarının

reel kısmı ile ilişkilidir. a yarıçaplı kürenin geometrik kesit

alanı ile normalize edilmiş ileri yönde saçılma kesit alanı (37)

bağıntısında verilmiştir.

  ext

 a2

k1a2

2n 1Rean n1

 bn

(37)

3. Sayısal Sonuçlar

Elde edilen sonuçlara göre yazılan kodları test etmek amacıyla sayısal örnekler bu kısımda verilmiştir. İlk olarak, yarıçapı a olan ve küresel bir geometriye sahip olduğundan, Mie teorisi ile modellenebilen su damlacığının RKA değerlerine dair bir çalışma sonucu verilecektir [14]. Çalışmada, boş uzay için dalga boyu 0  3.2 cm seçilmiş; su damlacığının sıfır derecedeki karmaşık refraktif indisi Nsu 7.1 2.89i olarak kabul edilmiştir. Diğer taraftan, yine aynı parametreler için buzun karmaşık refraktif indisi Nbuz  1.78  2.4103i olarak kabul edilmiştir. Su ve buz parçacıklarının, k0a  2a / 0 ’nın fonksiyonu olarak normalize edilmiş RKA değerlerinin grafiği Şekil 2 de verilmiştir. Şekil 2 de gösterilen grafikte, sabit tutulan dalga boyu için, yarıçap a , dalga numarası parametresinin (k0  2 / 0) bir fonksiyonu olarak, dalga boyu 0 cinsiden değişmektedir. Buna göre, maksimum yarıçap değeri yaklaşık olarak a  2.03 cm’dir. Şekil 2 de elde edilen değerler ile [14]’te referans alınan değerler arasında, yüzdesel bir hata fonksiyonu tanımlarsa:

Şekil 2: Su ve Buz için 0  3.2 cm dalga boyunda, k0a boyut parametresinin bir fonksiyonu olarak normalize edilmiş radar kesit alanları.

 hataSu  Buz

 ref   Mie 100  ref

(38)

Elde edilen hataSuBuz değeri %1’in altındadır.

RKA uygulamalarında, küreden saçılan alanlar, kürenin

geometrik simetrisi ve analitik çözümünün varlığı dolayısıyla,

yapılacak daha karmaşık bir geometri analizi için referans

kabul edilirler. Diğer taraftan, RKA hesaplamalarında sıklıkla

başvurulan, elektrik alan integral denklemlerinin çözümü için

doğrusal bir çözüm sunan Moment Yöntemi (MoM) [15] ile

elde edilen sonuçlar [16], Mie teorisi ile elde edilen RKA

değerleri için referans teşkil ederler. Bu bağlamda, Şekil 3’de boyut parametresinin k0a bir fonksiyonu olarak, yarıçapı a olan dielektrik bir küreden, Mie serileri kullanılarak

elde edilen sonuçlar ve MoM değerleri ile kıyaslanmıştır. Elde

edilen sonuçlar için dielektrik kürenin refraktif indisi

N  dielectric 2  0i olarak alınmıştır.

Şekil 3: Moment Yöntemi ve Mie serileri ile dielektrik küre için Normalize RKA sonuçları.

Şekil 3 için her iki yöntem ile elde edilen sonuçlar arasında (38) de olduğu gibi bir hata tanımı yapılırsa:

 hataMoM Mie

 MoM   Mie 100  MoM

(39)

Elde edilen hataMoM Mie değeri yaklaşık olarak %2

mertebesindedir hataMoM Mie  0.0214100 .

Son olarak mükemmel iletken (PEC) küre için elde edilen mono-statik RKA sonuçları şekil 3’te gösterilmektedir. Şekil 3 için a  40 cm seçilmiş PEC için refraktif indis N PEC 1000 1000i olarak belirlenmiştir. Bu kadar büyük bir refraktif indis tanımı için Şekil 4’te verilen örnek,(29a) ve (29b) arası bağıntılarla hesaplanacak Mie katsayıları için test niteliğindedir.

Şekil 4: PEC küre için RKA Değerleri.

4. Sonuç

Küreden saçılıma dair, Mie Serileri sayesinde, analitik olarak elektromanyetik (EM) alanlar ile ilgili bir sonuç elde etmek mevcut her zaman. Elbette, EM, analiz yapmak isteyen kişi için, geometrisinde ki mükemmel simetriye de bağlı olarak, küre, anlamlı bir ölçümleme elemanıdır. Öyle ki, analitik olarak çözümü olmayan ve buna istinaden numerik bir analiz yapılması gereken düzensiz geometriler için, Mie Serileri çözümü [1] her zaman ilk bakılması gereken referans olmuştur. Teoriye dair geniş bir literatüre ulaşmak mümkün; bu çalışmanın, hâlihazırda bulunan literatüre ilaveten, özellikle yurtiçi araştırmaları için, giriş seviyesinde bir kaynakça olabilmesi umulmaktadır. Ekte sunulan MATLAB tabanlı yazılmış kod ile frekans, refraktif indis ve küre yarıçapı parametreleri kullanılarak, mono-statik RKA sonuçlarına ulaşmak mümkündür. Seçilecek refraktif indise bağlı olarak, Sayısal örneklerde gösterildiği üzere, dielektrik ve/veya mükemmel iletken yüzeyler katsayıları hesaplamak mümkün kılınmıştır. Örneklerde gösterildiği üzere, MATLAB tabanlı

kod ile elde edilen sonuçlar, literatürdeki sonuçlar ile birebir örtüşmektedir.

Kaynaklar

[1] Mie, G., "Beigrade zur optik truber medien, speziell kolloidaler metallosungen", Ann. Phys., 25, 377-455, 1908.

[2] Stratton, J. A., Electromagnetic Theory, New York, McGraw-Hill, 1941.

[3] Bohren C. F. and Huffinan D. R., Absorption and scattering of light by small particles, Wiley,. 1983.

[4] Sefer A., Sevgi L., "Method of Moment Modelling of Wave Scattering from Arbitrary Geometries in 3D in Free Space", M.S. Thesis, Dept. Electron. And Commn. Eng., Dogus Uni. Istanbul, 2014.

[5] Liou K. N., An Introductwn to Atmospheric Radiation, Oxford, Elsevier Books/Academic Press, 2002

[6] Born M., Wolf E., Principles of Optics, NY, Pergamon Press, 2003.

[7] Watson G.N., A Treatise on the Theory of Bessel Functions, Cambridge, Cambrige Press, 1995.

[8] Abramowitz and Stegun, Handbook of Mathematical Functions, NY, Dover Books, 1972

[9] Hong Du, "Mie-Scattering Calculation", Appl. Opt., vol. 43 no. 9, pp. 1951-1956, 2004

[10] Wiscombe W. J., (1980), "Improved Mie Scattering Algorithms", Appl. Opt., vol. 19 no. 9, pp. 1505-1509, May 1980

[11] Sevgi L. Ulm tk (:., yaktr G. and (:aktr M., "RCS Modelling and Simulation, Part 1: A Tutorial Review of Definitions, Strategies and Canonical Examples", IEEE Antennas Propagat. Magazine, vol. 50 no. 1, 115-126, Feb 2008.

[12] Sefer A., Sevgi L., Uslu M. A., "MATLAB Based 3D MoM FDTD codes for the RCS analysis of Realistic Objects", IEEE Antennas Propagat. Magazine, vol. 57 no.4, 122-148, August 2015.

[13] Ishimaru A, Wave Propagation and Scattering in Random Media, Wiley-IEEE Press, NY, 1999.

[14] Stephen J. J., "Radar Cross Section for Water And Ice Spheres", J. Meteo., 18, 348-359, June 1961.

[15] Harrington R. F., Field Computation by Moment Method, 1''Ed. NY, IEEE Press, 1993.

[16] Sefer A., Sevgi L., "LU Decomposition Based 3D Method of Moment Modelling of Wave Scattering From ArbitraryGeometries", 3'd EMC Turkiye Conference, Istanbul, 2016.

[17] Skolnik M. I. Introduction to Radar Systems, McGraw Hill, NY, 1985.

EK-1: Küre için RKA Hesaplama – MATLAB Tabanlı Kod

% Author : Ahmet SEFER

% Purpose : To calculate Radar Cross Section of Sphere with Mie Theory

a : radius of sphere [meter]

f : frequency [Hz]

N : complex refractive index; N=N'+iN"

function results=RCS_Mie(a,f,N)

u=pi;

c=300e6;

%speed of light in free space

k=2*pi*f/c; %wave number in free space

kr=k*a;

nmax=round(2+kr+4.*kr.^(1/3));

%Iteration number

Nkr=N.*kr;

%refractive index times size parameter

nmx=round(max(nmax,abs(Nkr))+16);

n=(1:nmax); nu = (n+0.5);

spherical_const=sqrt(0.5*pi*kr);%constant for spherical bessel functions

%==========RICATTI BESSEL FUNCTIONS According to (25a)&(25b) =======

%nth term of Ricatti Bessel "psi" function

Ricatti_Psi_n =spherical_const.*besselj((nu),kr);

Ricatti_Psi_n_1=ones(1,nmax);

Ricatti_Psi_n_1(2:nmax)=spherical_const.*besselj(nu(1:end-1),kr);

Ricatti_Psi_n_1(1) =sin(kr);

%nth term of Ricatti Bessel "chi" function

Ricatti_Chi_n =-spherical_const.*bessely((nu),kr);

Ricatti_Chi_n_1

=ones(1,nmax);

Ricatti_Chi_n_1(2:nmax)=-spherical_const.*bessely(nu(1:end-1),kr);

Ricatti_Chi_n_1(1) =cos(kr);

%nth term of Ricatti Bessel "xi" function

Ricatti_xi_n=Ricatti_Psi_n-1i*Ricatti_Chi_n;

%(n-1)th term of Ricatti Bessel "xi" function

Ricatti_xi_n_1=Ricatti_Psi_n_1-1i*Ricatti_Chi_n_1;

%============ Computation of Dn(z) Acc. to (28)=================

dn(nmx)=0+0i;

for j=nmx:-1:2

dn(j-1)=j./Nkr-1/(dn(j)+j./Nkr);

end;

Dn=dn(n);

% Dn(z), n=1 to nmax

da=Dn./N+n./kr;

db=N.*Dn+n./kr;

%============= SCATTERING COEFFICINETS Acc. to (29a)-(29b)================%

an=(da.*Ricatti_Psi_n-Ricatti_Psi_n_1)./(da.*Ricatti_xi_n-Ricatti_xi_n_1);

bn=(db.*Ricatti_Psi_n-Ricatti_Psi_n_1)./(db.*Ricatti_xi_n-Ricatti_xi_n_1);

p(1)=1;

t(1)=cos(u);

p(2)=3*cos(u);

t(2)=3*cos(2*u);

%recurrance relations of the functions defined in (32)-(34)

for ii=3:nmax,

p1=(2*ii-1)./(ii-1).*p(ii-1).*cos(u);

p2=ii./(ii-1).*p(ii-2);

p(ii)=p1-p2;

t1=ii*cos(u).*p(ii);

t2=(ii+1).*p(ii-1);

t(ii)=t1-t2;

end

pin=p;

taun=t;

n=(1:nmax);

n2=(2*n+1)./(n.*(n+1));

pin=n2.*pin;

taun=n2.*taun;

%The functions defined in (31)

S1=(an*pin'+bn*taun');

S2=(an*taun'+bn*pin');

phi=0;

z=(-50);

%=======Propagation of Field===============================================

propagation=1j./(k.*z).*exp(1j.*k.*z);

%==========Ex & Ey Fields in terms of Scattering Matrix elements===========

Ex=-S2.*cos(phi).*cos(phi).*propagation-S1.*sin(phi).*sin(phi).*propagation;

Ey=-S2.*sin(phi).*cos(phi).*propagation+S1.*cos(phi).*sin(phi).*propagation;

Etheta=propagation.*S2.*cos(phi); %(30a)

Ephi =propagation.*S1.*sin(phi); %(30b)

%========================RADAR CROSS SECTION==============================

backscatteringS12 =(abs(S1)^2+abs(S2)^2)*(2*pi/k^2); %(36)

2010 yılında Bilkent Üniversitesi Elektrik Elektronik Mühendisliği Bölümü’nden lisans derecesini, 2014 yılında Doğuş Üniversitesi Elektronik Haberleşme Mühendisliği Bölümü’nden yüksek lisans derecesini almıştır. Doktorasını İstanbul Teknik Üniversitesi Bilişim Enstitüsü’nde, Uydu Haberleşmesi ve Uzaktan Algılama konusunda 2015 yılında tamamlamıştır. Halen Piri Reis Üniversitesi Denizcilik Meslek Yüksek Okulu’nda Öğretim Görevlisi olarak yer almaktadır. Çalışma alanları; hesaplamalı elektromanyetik, radar kesit alanı, ters ve düz elektromanyetik saçılma problemleridir.