英语原文共 10 页，剩余内容已隐藏，支付完成后下载完整资料
结合频率选择性散射和镜面反射通过元表面的相位色散剪裁
由人工设计的亚波长结构组成的反射元表面(或元镜)为任意控制反射波提供了一种高效的替代模式。我们引入频率选择性编码的概念，通过调整元表面的相位色散来实现不同频段的散射特性。作为一个特殊的例子，通过一个单一的元镜，将宽带后向散射的减少和高效的镜面反射结合在一起，以频率选择的方式。采用两个具有优化金属图案的元原子作为二进制编码单元，实现了两个边带的失相位函数，而同相位函数位于中心频率窗口。然后,我们实验证明了偏振不敏感情况下，计算结果可以通过被提出的元表面和在7.5到9.5 GHz和11.6至15 GHz这俩边带里随机分布的元原子,在选定的中心频率窗口约为10.7 GHz,实现一个高效镜面反射属性。实验结果与全波模拟结果吻合较好。与传统的减少散射的元表面设计相比，该概念具有频率选择性效应，可以应用于许多实际应用中，例如作为天线的地平面，利用带外低后向散射实现高效的带内辐射。
Ⅰ. 引言
元表面是由具有亚波长介电或金属元素的非均匀阵列构成的二维(2D)表面，它使新的物理和奇异的电磁(em)现象成为可能，并为完全控制电磁波前提供了独特的能力[1-6]。通过精心布置一组人工设计的电磁谐振器(或元原子)，在元表面产生了相位不连续，因此反射和折射的电磁波都可以随意处理。基于这一概念，大量的具有独特电磁特性的功能器件被实现出来，如波片和轴突[7,8]、隐形斗篷[9-11]、平板透镜[12-16]、全息成像仪[17,18]等器件[19-22]。在所有元表面设计,反射类型有时称为元镜, 可以对反射的波阵面提供完全控制,并且已经被广泛研究了[23-25]产生了许多有趣的应用,比如有消色差聚焦透镜[26,27]，自旋可选择吸收[28],反射器阵列[29],偏振转换器[30]在微波和光学区域[31]。
天然材料的分散特性是由组成分子决定的，这些分子几乎没有自由随意操纵。使用人工设计的亚波长包体，元镜可以提供前所未有的能力，分散剪裁的反射，否则在天然材料里是不可使用的。由于电磁特性是由特定的几何结构和元原子的空间排列决定的，人们可以利用由亚波长电磁谐振器组成的元镜的独特的色散特性来操纵空间和频域内的波反射。近年来，有几项研究致力于利用元镜的这种独特的色散特性来实现高级功能[24,32 - 35]。例如，S. Tretyakov等人提出了一种元镜结构，该结构能够在工作频段内以期望的相位分布反射电磁波，同时在[24]外频段实现高传输。Yang等设计了一种基于互补u形元镜[32]的平面多波段反射偏振变换器。此外，在过去的几年里，不同的元原子设计也证明了用于色散管理的宽带偏振操作的元镜[33-35]。然而，很少有研究讨论频率选择散射操作或其他更复杂的色散在一些实际应用中，特别是在需要多光谱和不同散射响应的情况下，这些特性是非常需要的。
减少电磁波后向散射，特别是目标的雷达散射截面(RCS)是散射类反射元表面在RCS控制和计算成像中的重要应用[36-40]。其基本思想是通过在界面上随机分布具有不同反射相位的元原子来模拟漫反射，使散射能量在后半空间向多个方向重新分布，从而显著降低后向散射。扩散元表面的RCS还原与电磁吸收材料的RCS还原有很大不同，它将入射波能量耗散成热能，增加了红外探测器探测RCS可能性。在此，我们提出了元镜的频率选择性编码的概念，其目的是将类扩散散射和镜面反射以频率选择性的方式结合起来，并通过调整组成元原子的相位色散来提供所需的不同频段的散射特性。在理论分析的指导下，本文提出的元镜选频编码方法，旨在实现在选定频率窗口内的镜反射，同时在相对较宽的带宽下，在两个侧带内表现为扩散散射。反射的元原子形状相同，但彼此垂直，调整为在较低和较高的侧带失相位，而保持在选定的频率窗口中心的相位。通过在元表面随机分布这两个垂直方向的元原子，在数值和实验上都能表明，我们设计的元镜实现了在两个外频段内相当大的RCS缩减，同时作为一个理想的镜子，在选定的频率窗口进行镜面反射。与传统扩散的有散射连续的带的元表面不同，本文提出的元表面可以实现低RCS的频率选择性和高效率的镜面反射，在天线和天线罩设计等方面有一定的应用前景。
Ⅱ. 频率选择的原理
所谓的1位编码元表面[36]可以简单地通过随机排列仅有两种类型的元原子(相位响应分别为0°和180°)来模拟“0”和“1”编码单元，实现类似扩散的散射。“0”和“1”元原子的相位色散应在整个工作频段内保持180°的相位差。本文通过对相位色散的裁剪，引入了频率选择元镜的概念，在不同的工作频率下可以实现不同的散射函数。我们考虑了在元镜设计中将类扩散散射和镜面反射结合起来的特殊例子，它可以在宽带宽下实现低散射，但在预定的频率窗下仍然表现为理想镜，如图1(a)所示。为了实现这种频率选择性效应，采用色散管理方法对元原子的相响应进行了精心设计。
假设元镜包含一个以mtimes;n阵列分布的元原子，它的反射相位为beta;mn和周期性晶格尺寸为P。应该注意到的是元原子的相位响应在这里被视为在一个常规阵列中以周期排列的完全相同的元原子的反射相位。利用相控阵理论[41]能对元镜散射的电磁波进行分析。考虑到无损耗的情况和正常的初始状态，远场函数可以看作是来自每个元表面单元的辐射的集合结果，可以表示为[39]
表示空间波数、是一个元素的模式函数,代表了仰角和方位角度。在相同尺寸的金属板上标定后，得到的简化后的准直镜RCS为
是常数，的值表示设计的元镜的RCS性能下降值。如果我们使用一个简单的1比特来编码元表面组合如图1（a）所示,元镜应该有一个足够大数量的二进制元素“0”,“1”随机分布,使两个元原子的一部分近似相等成为可能,然后RCS的值可以近似为
图1.提出的具有频率选择性散射特性的元镜图。(a)左边的图代表用不同频率的电磁波照射被提议的元镜的概念示意图。红色和蓝色的光，这表明入射波的频率在两个边带，将有扩散式散射时，他们冲击元镜。与此同时，频率在中心窗口中的黄色的光会产生镜面反射。右图表示一个由4times;4个具有相同金属图案(上)的元原子组成的超级电池(下)的示意图。(b)理论下计算元镜的RCS(归一化为同尺寸金属板的RCS)，表示“0”与“1” 单元之间相位差的函数图。(c)具有频率选择特性的归一化RCS曲线(实线)所需的“0”(蓝色虚线)和“1”(红色虚线) 单元的理想相位色散示意图。黑色虚线表示两单元之间的相位差。
可以看到,减少RCS只与单元“0”和“1”之间的相位差有关，正如图1(b)所示。这表明，当两种元素失相时，RCS的降幅最大，当相位差为145°到21时，RCS的降幅可达到10 dB以上[图1(b)中的绿色区域]。另一方面，当相位差接近0°(或360°)时[图1(b)中的黄色区域]，元表面将表现为传统的高镜面反射镜。
基于上述分析，用1比特编码元镜可以实现低后向散射，也可以实现高镜面反射。因此，我们可以通过设计“0”和“1”元素的相位色散曲线来实现频率选择性元镜，它既可以表现为类似于扩散面，也可以表现为理想镜。所需的理想相色散如图1(c)所示，其中一个单元具有普通的线性相色散(红色虚线)，而另一个单元具有plusmn;180°相位差和在中心频率窗口周围剧烈的360°相变 (蓝色虚线)。这可以确保不同相的关系的“0”和“1” 单元在两个边带和同相关系的中心频率窗口,导致宽带情况下低散射[图1中红色和蓝色区域(c)]与理想的镜面反射在中心频率窗口[在图1 (c)的黄色区域] 。
III. 元镜设计
为了实现上述中元镜的频率选择性散射，我们利用色散工程设计了元原子结构，以满足图1(c)中所要求的相位色散。在这里，我们采用了只利用一个谐振单元结构的设计，并且通过各向异性谐振结构的正交方向可以实现“0”和“1”单元。具有低交叉极化的各向异性元件可以有两种不同的特性。
图2. (a)提出的“0”单元(上)的结构及其等效电路模型(下)。“1” 单元与“0” 单元旋转90°。(b)产生频率选择性所需的理想相响应(“0”和“1”单元分别用蓝线和红线表示)，以及“0”和“1”单元(开口圆)在y极化入射下实现的相响应。(c)理想频率相关的电抗张量单元(固体线)和由元原子“0” 和“1”实现的相应的线(圆)。
通过对两个正交线性极化入射的阻抗和相位响应的分析，可以用一个单元通过几何90°旋转运算来实现频率选择性的同相和相外要求。为了实现这种色散工程，我们利用等效透射线方法分析了各向异性元原子的相位色散。由“0”或“1”单元组成的元表面的Z阻抗在法向量入射下被认为是金属结构的并联阻抗Zm和接地的阻抗介质板的厚度(d和相对介电常数r) Zd[示意图见图2 (a)],可以写成
其中， [(1 / Zm) (1 / Zd)]表示他们在自由空间波阻抗,beta;是介质板的传播常数。假设平面元镜结构高度各向异性，且位于xoy平面上，那么无损耗互反旋转非对称金属表面结构的阻抗一般可以用2times;2矩阵形式表示，用电抗张量Xm表示，由
两电抗单元之间是实在的，Xm和角频率omega;之间的关系满足福斯特电抗定理。电抗严格单调地随频率从零到正无穷增加，然后从负无穷到零，重复地增加。根据(4)和(5)，阻抗可以表示为
(6)
由于元镜的阻抗为纯电抗，则反射相位可由[42]推导出:
或分别代表x或y的反射相位偏振入射。应该注意的是，通过元原子的90°旋转，x和y偏振入射的相位响应将相互交换，从而为简化元表面工程提供了额外的自由度。Z阻抗的控制为撞击波的相位突变提供了可能。这种特性本质上是由入射波与共振结构之间的波耦合引起的，能由公式（7）分析。一般情况下，当Z值较小时，符合反射的相位接近plusmn;180°，当Z值较大时，反射相位为零。当Z与自由空间阻抗大小相等时，相位通过plusmn;90°。正如第二节中所讨论的，正交方向的两个元素“0”和“1”的相位色散应特别定制，以满足相位差特殊要求[参见图1(c)]。因此，应在不同的工作频率范围内对谐振元原子结构的x分量()和y分量()进行适当的设计和调谐。在这里,我们通过控制表面电抗调整磁场耦合宽带允许实现所需的阶段为线性偏振波分散,然后通过应用元原子90°旋转操作,我们能够设计相同的两个元原子共振结构。
图2(b)分别为图2(a)及其正交方向所示的元原子实现的“0”和“1”元素绘制了一个理想的相分散情况。根据需要，“1”单元具有普通的线性相位色散(红线)，而“0”单元在中心频率窗口(10-12 GHz)具有180°相移(蓝线)和360°急剧相位变化。由式(7)计算得到的理想电抗张量元和如图2(c)所示，它们有两极,频率明显不同。的两极比的两极要近得多，这就导致了阻抗的急剧变化以及中心频率窗内相位曲线的急剧360度变化。
为了满足上面讨论的理想阻抗要求，设计了一种金属图案，它由中心的十字和顶部和底部的两个相同的c形窄环耦合而成。这种金属图案蚀刻在为“0”单元而接地的介电板上，并旋转90°(相对于x-y平面中的“0” 单元)形成“1” 单元。为了理解元原子的机制，我们研究了金属结构共振行为的细节。这里利用十字形状对正交偏振入射下的相位差进行了更精细的调整。分析了两种元件在y偏振入射下不同频率下表面金属图形上的电流分布，如图3(a)所示。“0” 单元与y极化入射在中心频率窗口内产生强烈共振,导致一个大电流分布在两个位于环交叉耦合的中心,而“1”单元的经历很弱共振在整个工作带宽和电流分布几乎不变,如图3所示(a)。这种谐振特性也可以通过图3(b)所示的表面金属结构的模拟传输性能来验证，其中观察到强谐振或弱谐振，导致“0”或“1”单元在10.7 GHz的中心频率附近相位差为零。我们还提取了金属表面的电抗Xm的模拟结果，如3(c)所示。两个元件的电抗曲线在10.7 GHz的中心频率处均为零(虚线黑线)，这主要是由于金属结构的串联谐振。“0”单元的强谐振确保了电抗曲线在中心频率窗内的快速变化，而“1”单元的弱谐振形成了覆盖整个工作频段的缓慢变化的电抗曲线，如图2(c)所示。因此，正交方向金属图形中的强共振和弱共振可以满足“0”和“1”元素不同相色散的要求。通过优化元原子的几何结构，对谐振腔进行微调，可以很好地控制元镜中两种元素的反射相位，得到理想的相位色散，如图2(c)所示。
图3. （a）在不同频率y偏振入射的正常照度下，“0”(上一行)和“1”(下一行)元素的表面电流分布符合所提出的金属图形。(b)模拟“0”和“1”元素表面金属薄片的透射响应。(c)从仿真结果中提取的表面金属结构Xm(蓝色和红色实线)的电抗色散。
在我们的设计中，采用厚度为0.018 mm的铜薄膜来实现顶部金属图案和地面，介质层厚度为d = 3.18 mm，相对介电常数为3.4，损耗正切为0.002。通过对参数的研究，我们发现元素“0”的相响应对物理参数的变化更为敏感，而在中心频率附近具有稳定的相响应。考虑减少带宽的RCS和镜面反射窗,结构的几何尺寸最终优化p = 11毫米,a = 2.6毫米,b = 2.1毫米,w = 0.2毫米,r = 4毫米,c = 0.5毫米,和theta;= 58°,如图2(a)所示。CST微波工作室展示了y极化法向入射时由“0”和“1”单元的元表面的反射相位色散和阻抗，如图2(b)和图2(c)所示。由“0”和“1” 单元组成的元表面的相色散和相应的阻抗均满足理想要求。“0”和“1” 单元的反射在7.5 GHz到15GHz的宽带范围内变为失相位，而在中心频率窗口内从10 GHz到11.6 GHz迅速变为同相位。
虽然我们在这里设计了微波操作的元表面，但频率选择编码元表面的理论和概念是通用的，可以扩展到其他频率。例如，设计的原型可以扩展到太赫兹区域，正如传统上通过现有的编码元表面所实现的那样，通过适当
全文共7997字，剩余内容已隐藏，支付完成后下载完整资料
资料编号：[1969]
以上是毕业论文外文翻译，课题毕业论文、任务书、文献综述、开题报告、程序设计、图纸设计等资料可联系客服协助查找。
