近代天线埋论 第七章 第七章天线前沿动态 第一部分：电磁超材料 11:57 电子斜技大学电子工程学院
近代天线理论 第七章 11:57 电子科技大学电子工程学院 第一部分：电磁超材料 第七章 天线前沿动态
近代天线理论 第七章 20世纪60年代前苏联科学家Veselago提出了介电常数和磁导率同时为负 数的概念，此时，在这种材料中电磁波传播仍然满足麦克斯韦方程组。 如果材料的介电常数与磁导率同时为负数，那么折射率也为负数，则电 磁波在材料中传播时的坡印廷矢量S与波矢量G的方向相反，并且电场、 磁场与波夫量满足左手螺旋定则，而不再是传统的右手定则。正是因为 这一特性，这种材料也被称为左手材料。 (a (b) (c) 11:57 电子斜枝大学电子工程学院
近代天线理论 第七章 11:57 电子科技大学电子工程学院 20世纪60年代前苏联科学家Veselago提出了介电常数和磁导率同时为负 数的概念，此时，在这种材料中电磁波传播仍然满足麦克斯韦方程组。 如果材料的介电常数与磁导率同时为负数，那么折射率也为负数，则电 磁波在材料中传播时的坡印廷矢量S与波矢量G的方向相反，并且电场、 磁场与波矢量满足左手螺旋定则，而不再是传统的右手定则。正是因为 这一特性，这种材料也被称为左手材料
近代天线埋论 第七章 ut Electric plasma Right handed medium Evanescent waves Impecance-matching Nihdity materals MNZ 区域I中的材料介电常数和磁导率同时 日ackward propagating waves 为正，包含了绝大多数的介质材料： tmpedance-matching materials Evanescent waves 区域Ⅱ包含了电等离子体，如金属、铁 Left-handed medium Magnetic plasma 电材料、掺杂半导体等，这些材料在低于等 离子频率的频段存在负介电常数； 区域V包含着磁等离子体，这些材料的 (II) ) 磁响应在远离微波频率时迅速衰减，使材料 铁磁体 呈现负的磁导率； 电等离子体 顺磁体 最引人注目的是象限Ⅱ，介电常数和磁 7 十 抗磁体 导率同时为负，而自然界中不存在具有这种 1 性质的材料。 左手材料 磁等离子体 (II) (V) 11:57 电子斜技大学电子工程学院
近代天线理论 第七章 11:57 电子科技大学电子工程学院 区域 I 中的材料介电常数和磁导率同时 为正，包含了绝大多数的介质材料； 区域 II 包含了电等离子体，如金属、铁 电材料、掺杂半导体等，这些材料在低于等 离子频率的频段存在负介电常数； 区域 IV 包含着磁等离子体，这些材料的 磁响应在远离微波频率时迅速衰减，使材料 呈现负的磁导率； 最引人注目的是象限 III，介电常数和磁 导率同时为负，而自然界中不存在具有这种 性质的材料
近代天线埋论 第七章 超材料第二次革命性进展是2005年smith.采用渐变折射率媒质(gradient refraction index medium,GRIM)实现了电磁波弯折。2006年，Pendry 教授提出了光学变换及隐身大衣，使得通过超材料按照意愿控制电磁波 成为可能。超材料的概念不仅限于左手材料，不必同时具有负介电常数 和负的磁导率。 现有超材料根据其排布不同大体可分为两类：由周期人工结构构成的均 匀媒质和由非周期人工结构构成的非均匀媒质。 超材料通常是由三维空间内一系列亚波长单元结构有序排列组成，从而 得到所需的体效应性能。这一概念可退化到二维情况，即将亚波长单元 排布在一个表面或分界面，这一结构称为超表面(metasurface)。 11:57 电子斜技大学电子工程学院
近代天线理论 第七章 11:57 电子科技大学电子工程学院 超材料第二次革命性进展是2005年smith采用渐变折射率媒质（gradient refraction index medium，GRIM）实现了电磁波弯折。2006年，Pendry 教授提出了光学变换及隐身大衣，使得通过超材料按照意愿控制电磁波 成为可能。超材料的概念不仅限于左手材料，不必同时具有负介电常数 和负的磁导率。 现有超材料根据其排布不同大体可分为两类：由周期人工结构构成的均 匀媒质和由非周期人工结构构成的非均匀媒质。 超材料通常是由三维空间内一系列亚波长单元结构有序排列组成，从而 得到所需的体效应性能。这一概念可退化到二维情况，即将亚波长单元 排布在一个表面或分界面，这一结构称为超表面（metasurface）
近代天线埋论 第七章 当波长与结构的周期相当时，从场的角度不再将人工结构视 作等效媒质。此时，存在更复杂的场模式，必须使用更复杂 的技术分析周期结构与电磁场的相互作用。其中常用的经典 分析方法是Floquet--Bloch模式延展法，即将电磁波扩展成 各个方向上平面波的传播。当波长接近结构周期时，必须考 虑高阶Floquet-B|och模式。这些高阶模式的场和基本模式 场一起传播并与人工结构发生相互作用，此时称该人工结构 为光子带隙或电磁带隙材料，其实际上反映了阵列或栅格的 色散特性。在某些频率，光子带隙和电磁带隙阻碍电磁波在 材料中的传播，这一频带称为材料的禁带。在另外一些频带 周期结构允许电磁能量在其中传播，称为通带。 经典混合媒质 超材料 电磁带隙 超表面 频选表面 区域 区域二 区域三 经典混合媒质理论 色散等效媒质理论 Floquet--Bloch模式 (周期远小于波长) (周期为1/10波长左右) (周期与波长相当) 11:57 电子斜技大学电子工程学院
近代天线理论 第七章 11:57 电子科技大学电子工程学院 当波长与结构的周期相当时，从场的角度不再将人工结构视 作等效媒质。此时，存在更复杂的场模式，必须使用更复杂 的技术分析周期结构与电磁场的相互作用。其中常用的经典 分析方法是Floquet-Bloch模式延展法，即将电磁波扩展成 各个方向上平面波的传播。当波长接近结构周期时，必须考 虑高阶Floquet-Bloch模式。这些高阶模式的场和基本模式 场一起传播并与人工结构发生相互作用，此时称该人工结构 为光子带隙或电磁带隙材料，其实际上反映了阵列或栅格的 色散特性。在某些频率，光子带隙和电磁带隙阻碍电磁波在 材料中的传播，这一频带称为材料的禁带。在另外一些频带 ，周期结构允许电磁能量在其中传播，称为通带
近代天线理论 第七章 区域二，其结构的周期为波长的1/10左右，其单元被设计为 独立散射，因此单个散射体可以单独谐振，实现独特的性能 ， 此时的人工结构称为超材料。类似于负折射率、近零折射 率等自然界没有的属性均得以实现。区域二中反映的是散射 体谐振，而不同于区域三中的栅格谐振，因此可等效成媒质 。此人工媒质是色散的，我们可以通过等效的介电常数和磁 导率来表征其电磁特性。 区域一对应的是准静态区域，也就是相对于材料结构的周期 工作波长要远远大得多。区域一对应经典的薄片材料。 经典混合媒质 超材料 电磁带隙 超表而 频选表面 区域一 区域二 区域三 经典混合媒质理论 色散等效媒质理论 Floquet-Bloch模式 (周期远小于波长) (周期为1/10波长左右) (周期与波长相当) 11:57 电子斜枝大学电子工程学院
近代天线理论 第七章 11:57 电子科技大学电子工程学院 区域二，其结构的周期为波长的1/10左右，其单元被设计为 独立散射，因此单个散射体可以单独谐振，实现独特的性能 ，此时的人工结构称为超材料。类似于负折射率、近零折射 率等自然界没有的属性均得以实现。区域二中反映的是散射 体谐振，而不同于区域三中的栅格谐振，因此可等效成媒质 。此人工媒质是色散的，我们可以通过等效的介电常数和磁 导率来表征其电磁特性。 区域一对应的是准静态区域，也就是相对于材料结构的周期
近代天线埋论 第七章 区域一和二中的人工材料是等效媒质，在区域一的经典混合 理论中，等效媒质特性与频率无关；区域二中的等效媒质则 表现出频率相关性。在该区域中，可以实现三维双负材料或 其它感兴趣的特性。区域三，电磁场与人工结构的周期息息 相关，此时我们不再用等效媒质描述其特性，需要考虑高阶 Floquet-B|och模式，也不再称该结构为超材料或超表面。 经典混合媒质 超材料 电磁带隙 超表面 频选表面 区域一 区域二 区域三 经典混合媒质理论 色散等效媒质理论 Floquet-Bloch模式 (周期远小于波长) (周期为1/10波长左右) (周期与波长相当) 11:57 电子斜技大学电子工程学院
近代天线理论 第七章 11:57 电子科技大学电子工程学院 区域一和二中的人工材料是等效媒质，在区域一的经典混合 理论中，等效媒质特性与频率无关；区域二中的等效媒质则 表现出频率相关性。在该区域中，可以实现三维双负材料或 其它感兴趣的特性。区域三，电磁场与人工结构的周期息息 相关，此时我们不再用等效媒质描述其特性，需要考虑高阶 Floquet-Bloch模式，也不再称该结构为超材料或超表面
近代天线埋论 第七章 种类丰富的电磁表面 Plane Wave Response 界面电磁学 Frequency Selective Surface Magnitude.Optical Grating ·Absorber General Terminologies Huygens Surface Artificial Magnetic Conductor ●Metasurface Phase Phase Shifting Surface Metafilm /Metascreen Holographic Surface Coding Metasurface Polarization Grid(Polarizer) Polarization Active Functions Polarization Converter Reconfigurable Surface/ Surface Wave Response Programmable Metasurface ●Sof/Hard Surface Grid Arrays Propagation High Impedance Surface 。 Electromagnetic Band Gap 6 Surface 11:57 电子斜技大学电子工程学院
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近代天线埋论 第七章 频率选择表面--宽角圆极化FSS 接收天线 发射天线 吸波材料 SS 数值仿真TE 数值仿真TM 电路模型TE LAAAAA FSS 电路模型TM 25 10 15 20 频率(GHz) -5 6 9 一仿真 -10 数值仿真TE (鲁五 -10 ·一测试 4 -15 数值仿真TM 乐命) 电路模型TE 电路模型TM 泡沫对称面聚酰亚胺薄膜玻璃钢 .20 金属层 .20 .25 10 15 15 20 频率(GHz) 频率(GHz) 数值仿真电路模型 0 F0°，00° 10- 6F45°，g0-0° 一仿 F45°，030° 测试 藁 *特特* -10 -10 数值仿真TE 5 .15 数值仿真TM ◆ 电路模型TE 20 电路模型TM 25 20 15 10 10 20 10 15 25 15 25 20 频率(GHz) 频率(GHz) 频率(GHz) 11:57 电子斜技大学电子工程学院
近代天线理论 第七章 11:57 电子科技大学电子工程学院 频率选择表面---宽角圆极化FSS H1 H1 H2 FSS x yo 泡沫 聚酰亚胺薄膜 玻璃钢 金属层 H4 H3 H1 R1 R2 R3 对称面 H2 5 10 15 20 25 0 5 10 15 数值仿真 电路模型 =0 o ,=0 o =45o ,=0 o =45o ,=30o 轴比 (dB) 频率 (GHz) 5 10 15 20 25 -25 -20 -15 -10 -5 0 |S21| (dB) 频率 (GHz) 数值仿真TE 数值仿真TM 电路模型TE 电路模型TM 5 10 15 20 25 -25 -20 -15 -10 -5 0 |S21| (dB) 频率 (GHz) 数值仿真TE 数值仿真TM 电路模型TE 电路模型TM 5 10 15 20 25 -25 -20 -15 -10 -5 0 数值仿真TE 数值仿真TM 电路模型TE 电路模型TM |S21| (dB) 频率 (GHz) 接收天线 发射天线 FSS 吸波材料 VNA 5 10 15 20 25 -20 -15 -10 -5 0 轴比 (dB) |S21| (dB) 频率(GHz) 仿真 测试 0 2 4 6 8 5 10 15 20 25 -20 -15 -10 -5 0 |S21| (dB) 轴比 (dB) 频率(GHz) 仿真 测试 0 2 4 6 8
近代天线埋论 第七章 无源对消表面 ·两种单元组成的子阵交错排布， 180 两种子阵面积相同，工作频带内 180 反射相位接近反相，因此两种子 阵的散射场可以相互抵消。 0.00 240 -0.01 -0.02 60 0 -0.03 一单元1 ..-单元2 0 单元i .单元2 0.04 ---1 相位差 20 -10 0.05 810121416 -180 频率(GHz) 46 810121416 18 频率(GHz) Unit prediction 40 Array prediction Full wave simulation -50 ....... -60 6 7 10 Frequency(GHz) 11:57 电子斜枝大学电子工程学院
近代天线理论 第七章 11:57 电子科技大学电子工程学院 无源对消表面 0 180 180 0 x y Lx Ly o 2 4 6 8 10 12 14 16 18 -0.05 -0.04 -0.03 -0.02 -0.01 0.00 S| 11| (dB) 频率 (GHz) 单元1 单元2 2 4 6 8 10 12 14 16 18 -180 -120 -60 0 60 120 180 240 S11 相位(°) 频率 (GHz) 单元1 单元2 相位差 • 两种单元组成的子阵交错排布， 两种子阵面积相同，工作频带内 反射相位接近反相，因此两种子 阵的散射场可以相互抵消