基于全新独特超材料的电磁波操纵技术外文翻译资料

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基于全新独特超材料的电磁波操纵技术

Q. Wu, K. Zhang, and G. H. Yang

微波工程系

哈尔滨工业大学，哈尔滨150001

qwu@hit.edu.cn, zhangkuang@hit.edu.cn, gh.yang@hit.edu.cn

摘要——超材料通常是通过在整个空间区域内以常规阵列的形式排列一组单元格来设计的，从而在整个空间区域内获得一些理想的宏观电磁性能。理想的属性通常不是自然存在的(负折射率、近零折射率等)。在过去的几年里，超材料在选择有效介电常数或磁导率数值时的灵活性，为从微波到光学领域的不同应用带来了各种新的理论和实践可能性。在本文中，描述了构造超材料的理论机制，通过电磁波在构建各种器件或元件中的适用性，验证了电磁波的可操控性，并给出了一些典型的应用，包括:(1)利用光学变换原理实现的新型射频器件，如能量集中器和通用波导连接器; (2)超材料吸波器; (3)加载平面超材料透镜的孔径天线增益增强方法; (4)具有双偏振滤波功能的超薄透镜;和(5)利用超材料装置实现波束可调天线。毫无疑问，报告的结果表明在下一代通信系统中有很好的应用前景。

关键词:吸收器、天线、透镜、超材料。

I.引言

近年来，超材料越来越受到人们的关注。回应入射的电场和（或）磁场,超材料可以表现出特定的有效介电常数ε和磁导率mu;,包括双阴性(简写为DNG，ε和mu;的实部都是负的，1968年在Veselago理论上首次被提出来的 [1])，单负（简写为ENG [2] or MNG [3]，ε或mu;的实部是负的）和零指数超材料[4](ZIM、ε和mu;的实部接近于零)。由于具有奇异的电磁特性，超材料在隐身斗篷[5]、完美透镜[6]等领域显示出巨大的应用潜力，在微波[7-9]、太赫兹[10]和光学体制[11]等领域也有许多新的应用。长期以来，电磁波的理想操纵一直是电磁学领域的一个热点问题。超材料的出现为控制电磁波和能量的传输和分布提供了巨大的机会。本文讨论了超材料在电磁波的操纵中的应用。第二部分介绍了变换光学的理论。然后根据形状不变性的特点，提出了电磁能量集中器和波导连接器，并进行了仿真。对结构参数进行简化处理后，通过原理验证实验，对理论工作进行了验证。第三部分，超材料被应用于建立一个新的宽带吸收器。在第四节，构造了具有匹配阻抗的零指数超材料，并将其应用于喇叭天线增益的提高。增益和远场模式的测量结果验证了理论设计的正确性。第五部分提出了基于相位不连续性的超薄透镜。针对入射光螺旋度的不同响应，提出并模拟了双偏振超薄透镜，仿真结果与理论计算结果吻合较好。第六部分，提出了一种利用有源频率选择曲面(AFSS)构建电子束可控天线系统的新方法。研究了柔性天线波束扫描有源频率选择表面的设计方法和特殊原理。研制了天线系统，并对其进行了实验研究。前后比大于30 dB，零点为-59 dB。增益可以提升到7.0 dBi。此外，实现了多波束功能，并可以控制波束的振幅。人们认为，所有这些研究表明在通信系统或子系统中潜在的应用。

II.变换光学理论与应用

变换光学最初是基于麦克斯韦方程组在任何坐标变换下都是形式不变的这一显著事实而提出的。麦克斯韦方程组在变换后的空间内仍然保持其形式，但材料会转变为各向异性材料，以传递坐标变换对电磁场的影响。这一特性提供了一种直观的方法来设计材料，以理想的方式调整电磁场，这导致了许多有用的和完美的应用。变换光学也为超材料在电磁波操纵中的设计和应用开创了一个新的时代。

A.变换光学描述

假设一般变换f将原空间alpha;变换为变换空间alpha;, 它也将原始空间中的每个点P映射到变换空间中的P。为了保持麦克斯韦方程的形式不变性，一般变换产生非均匀的各向异性材料。本构参数可以推导为:

其中J为定义为:

在笛卡尔坐标系中。然后根据方程(1)- (2)，然后根据一定的相变函数，可以计算出相变材料的本构参数。在这里，下面我们将使用变换光学来实现多边形斗篷，电磁能量集中器和波导连接器。

B.变换光学的实现

首先，考虑了圆柱形电磁集中器。集中器的光学变换可以表示为区域rrsquo;isin;[0,R2]被压缩成区域rrsquo;isin;[0,R1]，区域rrsquo;isin;[R2, R3]被压缩成区域rrsquo;isin;[R1, R3]，如图1所示。这里r和r分别表示物理空间和虚拟空间的半径。对于risin;[0,R2]与risin;[0,R1]之间的转换，即核心区域，变换函数可以方便地表示为线性函数。对于圆形区域，εr和εtheta;的数值是倒数的，如果其中一个设为常数，另一个也可以固定为常数。根据这个关系，我们可以建立常微分方程，其解是圆区域的本构张量，其表达式为:

在这里m0为 。因此，我们得到了圆柱形电磁聚光器的所有本构参数。结果表明,相对介电常数εr和εtheta;为常数,且只有εz是半径的函数,也可以通过层状结构进行均匀化。此外，在方程（3）中可以观察到本构张量是

非奇异和正的，这提高了二维电磁集中器设计的灵活性。此外，集中器在外部边界的阻抗可以表示为：Z= 。电磁集中器的阻抗总是与自由空间匹配，它表示集中器散射场最小。

图1圆柱形电磁集中器示意图。

在此基础上，基于有限元法(FE)的商用软件的仿真结果对无损情况进行了研究。这里选取的几何参数为R3=2R2=4R1=0.4 m，频率为2GHZ。在所有几何参数的基础上，可以通过式(3)计算圆区域的本构参数。图2(a)为集中器的电场分布。结果表明，电场均匀地集中在内核区域，外界电场很少受到干扰。此外，还计算了电磁场的功率流，如图2 (b)所示。可以看出，内核区域的功率流由明显的增强。通过方程的变换函数可以看出，增强比可以表示为R2和R1的比值，理论上，当R1趋于零时，增强会发散到无穷远[11]。需要注意的是，在我们的设计中，除了本构张量的一个分量以外，所有的分量都是常数。与以往结果进行比较[5],我们的设计为实际施工提供了极大的便利。

图2所示。(a)圆柱形EM集中器的电场分布，(b)集中器的归一化潮流分布。

其次，我们将注意力集中在如图3 (a)所示的波导连接器上。本文将有限嵌入光学变换应用于波导连接器的设计。考虑到笛卡尔坐标系中的二维(2D)结构，将原始空间ABCD转换成转换后的空间ABC的光学变换，可以简单地定义为线性函数。然后根据式(1)和式(2)推导本构参数。对于连接器的构造来说，这里，我们只考虑横向磁(TM)极化，其中只有εxx , εxy (εyx) ，εyy 和mu;zz分量的本构张量是相关的。此外，非磁性材料的参数可以通过与z轴成一定角度的光轴旋转，转化为对角矩阵，如图3 (b)所示。此外，根据有效介质理论，具有对角本构张量的各向异性超材料可以用两种交替介质来表示。

图3所示。(a)波导连接器示意图，(b)旋转坐标示意图。

为了支持理论结果，在微波频率下进行了概念验证实验。以上系统是设计和制作而成的，包括以下部分: 两个方形波导(40mm*40mm*100mm)，如图4 (a)所示，两个同轴波导适配器(圆柱腔内半径分别为3.25 mm和17 mm，每个空腔的长度为12.5 mm，如图4 (b)) a所示，以及连接器(40mm*40mm*50mm，如图4 (c)所示)，坡度为16.7°。对于填充在连接器中的交替介质材料，选择微波复合介质基片和空气，其相对介电常数分别是5.5和1。为了满足有效介质理论，将微波复合衬底的厚度和空气间距分别设置为1.5 mm和3mm(中心工作频率约为0.03lambda;和0.06lambda;如图4所示(d)。

图4分别显示制作的概念验证实验系统的照片，包括:(a)方形波导，(b)同轴波导适配器， (c)连接器，和(d)介电板。

然后，利用矢量网络分析仪(Agilent E8363B)测试了三种情况下在6GHZ左右的传输参数(S21)：(I)单方波导; (II)只充满空气的连接器; 和(III) 由交变电介质板填充的连接器。这里，所有其他的实验数据均由单方波导S21的实验结果进行归一化的(例(I))，实验结果如图5所示。可以看出，当填充设计本构参数和几何参数的材料时，与只充满空气的连接器相比，该连接器可以在中心工作频率附近实现相对较高的传输参数。验证了所提出的设计原则和本构参数[7]。

图5所示。传输参数的实验结果(S21)

III.基于超材料的宽带偏振不敏感吸收器

A.梯度结构吸收器

本节介绍了一种梯度结构吸波体。所提出的超材料吸收器(MA)的单元几何结构如图6所示。顶层由梯度分裂谐振环(SRRs)、方形金属贴片(SMPs)和安装在横线上的电阻组成。损耗介质板和底层与单吸波器相同。介质基板单元格边长A=29.6 mm，厚度D=1.6 mm。交叉导线长度为c= 7mm。SRR的分裂宽度和相邻交叉导线之间的分离距离为g=0.4 mm。所有铜线宽度为w=0.6 mm。电阻值是R = 50Omega;。梯度SRRs和SMPs的边长分别为aij和bij，如表1所示。

图6.提议的MA单元的结构。

表1:SRRs和SMPs梯度大小

每四个srr和smp都斜绕着中央交叉导线周围。每个单元结构有16对SRRs和SMPs，设计了梯度长度参数，使16对谐振器在相邻频率处产生共振，提高了工作频带。此外，在这种结构中引入了安装在交叉导线上的电阻，使其能够进入新的谐振频率，进一步增加带宽。而且，电阻可以将电磁能量转化为热能，实现电阻损耗，从而降低了MA的质量因数，增加了带宽。通过仿真和优化,选取了电阻R = 50Omega;。值得一提的是，单元结构几乎都是对称的，因此MA对TE波和TM波的吸收作用是相似的; 也就是说，MA应该对偏振不敏感。

在CST MWS 2012中使用PBC对单元结构进行了模拟。为了说明本文提出的MA的吸波机理，我们选取了16.48 GHz和24.64 GHz两种情况作为例子。TE波在这两个频率处的磁场分布和表面电流如图7所示。从图7可以看出，宽带电磁波的强吸收是基于以下两点: 首先，可以观察到SRR和SMP周围产生了强磁场，形成了“磁环陷阱”结构。电磁能量储存在这个结构周围，有效地阻止了电磁波向外扩散。因此，电流被激发在单元的顶部。这样，可以在 FR-4介质衬底和芯片电阻中消耗电磁波。其次，比较与两种不同频率下的表面电流分布，可以清楚地看到，不同SRRs的单元结构在相应的频率上产生共振。由于梯度结构的存在，单元包含相邻频率的谐振器，使吸收器在宽带频率下工作。

图7.模拟表面电流和磁场分布

从图8中可以看出，S11在宽频带内是相当小的，S21如预期的那样为0。由图9可知，无论是TE波还是TM波，从12.38 GHz到22.28 GHz，吸收器的吸收率均大于60%，相对带宽为57.13%。在此频段，MA的最大吸收率为98.37%。此外，值得注意的是，本文使用的衬底是普通FR4，损耗仅为0.025。MA在高损耗材料中可获得更好的吸收性能。

图8. TE波和TM波的模拟s参数

图9.计算了TE波和TM波的吸收速率。

IV.超材料透镜-电和磁共振结构

自2002年以来，对零指数超材料(ZIM)进行了全面的定向发射研究[4]。为了提高天线的方向性和增益，提出了多种ZIM设计方案。然而，ZIM与自由空间的阻抗匹配一直难以实现。天线与ZIM应设计在一起，ZIM对于不同类型的天线并不是通用的。本文提出了一种用于天线方向性和增益增强的超材料透镜(ML)。

A.ZIM单元结构的构建

结构及相应参数如图10所示。磁谐振结构为改进的分裂环谐振器(MSRR)，它由两个正方形环和两侧的两条槽组成。引入MSRR是因为它具有较大的带宽。图10中的金属贴片为ZIM单元的电谐振结构。在CST MWS中对单元进行了模拟。其s参数如图11所示，并观察到一个以9.9 GHz为中心的，高S21的大通带。从s参数中提取本构参数在图12中进行了计算和描述，它基于[12]的算法。可以看出，在9.4 GHz和9.7 GHz处，mu;eff和εeff依次接近于零,这将使相应的有效折射率n在一个宽带上尽可能接近于零 [13]。特别是在9.0 GH和9.9 GHz时，有效介电常数和磁导率分别为0.8和0.3，这使得ZIM具有接近零的定向发射折射率和与自由空间完全匹配的波阻抗。

图10所示。其中，l1= 8mm, l2=5.4 mm, l3=h=6.6 mm, t=8.2 mm, t1=2.9 mm, t2=0.8 mm, w=0.8 mm, s=0.4 mm。

图11所示。单元格的s参数.

图12所示。单元单元的有效本构参数。

B.制作并测试平面超材料透镜

超材料透镜(ML)是通过将单元单元排列在一个平面上而形成的。它是用中心频率为9.9 GHz的H平面喇叭天线制作并测量的，如图13所示。

图13所示。ML型和H型平面喇叭天线。

对于H平面喇叭天线，ML的大小为19times;13个单元。测得的喇叭天线的回波损耗如图14所示。H平面喇叭天线的回波损耗也受ML轻微

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