太赫兹段极化不敏感吸波器的设计，分析和测量外文翻译资料

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太赫兹段极化不敏感吸波器的设计，分析和测量

我们介绍了太赫兹频段内极化不敏感的太赫兹吸波器的设计，分析和测量。根据光学常数的等效煤质理论被用来描述超材料的吸收特性，这样的理论描述在之前并没有被提及。根据我们的理论方法，我们设计了一个吸波器，其仿真的吸收效率在95%以上。我们制作的吸波器是由超材料的平面单元结构层组成的并且其吸收效率在1.45THz达到了77%以上。

Ⅰ.前言

太赫兹波段频谱出现带来了一个新的研究领域，科学家们将其作为在太赫兹范围频谱研究超材料的电磁特性。具体地说，在太赫兹波段的频谱成像能力对地区的安全，生物和化学有深远的影响。然而，太赫兹成像很困难是因为我们不能轻易的得到对于天然材料的电磁响应。电磁超材料是克服太赫兹波段的一个潜在的解决方案。给定超材料吸波器的谐振频率在几何尺寸上和电磁频谱的其他物理条件相关的。各种各样的电磁超材料结构被用来去耦合电场和磁场分量，其频率从无线广播，微波，太赫兹波段，中红外，红外和可见光波段附近。人们做了大量的努力来构建低损耗超材料设备，例如：负折射率结构和电磁隐身衣。然而，本质上发生在谐振频率处的损耗正切角也可以被利用。这种共振损耗现象作为超材料研究的起点如同热成像设备中的窄带吸收元件一样。我们提出了单频率超材料吸收元件的理论，设计，制作和测量。通过等效媒介模型，我们验证了理想吸波器——这种材料不需要一定的谐振波长来工作。我们验证了一个吸波器正确的设计是要求四个参数的独立控制性：等效的光学参数的实部和虚部。这证明了根据单一参数的特性描述是不完整的。

仿真设计表明在频率为1.13THz时最大的吸收效率达到了95%并且制作的超材料结构测量吸收率在1.145THz时达到了65%。这款吸波器比得上现有的吸波器，并且我们这款吸波器是极化不敏感的，可以最大的吸收电磁波。

Ⅱ.理论

一款超材料吸波器的吸收效率是由传输系数和反射系数决定的，。根据复传输率和反射率，上式也可表示为。因此，当时，。和频率相关的传输系数取决于复折射率和复阻抗，对于厚度为的介质层

(1)

,是真空中的光速。我们用公式1和公式2分别表示复值函数的实部和虚部。

因为阻抗和空间自由阻抗相一致，反射系数会下降到0，传输系数完全由折射率决定：

(2)

利用指数代换形式上式变为：

(3)

因此，传输系数()为：

(4)

因此，当接近于无穷大时(对于给定的厚度d):

(5)

在这个系统中，电介质和磁损耗取决于。因此，以上的结构的物理解释为电磁波的波矢量k穿过厚度为d的传输系数完全取决于介质层的损耗。当非常大且归一化阻抗时，我们可以构建一个高吸收效率的吸波器。当的值越大，传播方向的介质层厚度就越窄。用这种方法，我们就可以克服Salisbury屏和Jaumann吸波器的传统的四分之一波长厚度要求。

精确控制和是实现高吸收率吸波器的必要手段。因为电磁超材料可以耦合电磁波的电场和磁场分量，所以他们对于这样的任务是最早的候选者。这就精确的调节了依赖频率变化介质层的复介电常数和复磁导率。折射率和阻抗反过来是由，决定的。电磁超材料的共振取决于和，相关的光学参数可以根据复杂的电子振荡器的形式粗略估计。

(6)

代表的是电子振荡器的长度，是衰减系数，表示电子振荡器的中心频率，，是介电常数和磁导率的高频分量。这就构成了一个电子振荡器描述了超材料的的频率响应。我们称其为Pendrian.

我们将单一的谐振频率点定义为。两个电子振荡器有相同的振荡频率取决于，归一化阻抗，然后我们就能获得的最大值：

(7)

通过公式4的等价变换，我们得到：

(8)

对于现实中的情形，当且时，不在由唯一的决定。但是，当很大时，依然很低，可以根据阻抗值近似估计得到：

(9)

忽略和，最佳的窄带吸波器必须关于取最大的。是由几何尺寸，填充介质，金属板的电导率决定的。是由金属和基板的损耗决定的。最佳的吸波器会尽可能的最大化的使用填充介质。此外，我们应该选择金属和基板最小可能的降低损耗由公式7决定的频率。

Ⅲ.设计

从理论的角度出发，似乎设计一款超材料吸波器很简单，只需要提供相对应的介电常数和磁导率。但是，由于超材料的特性，我们在理论分析时出现了几个瓶颈。比如，当，，大多数超材料的周期性结构有助于空间分散。这个空间色散导致光学参数偏离方程6的纯形式。空间色散同样可导致磁导率不谐振当谐振取决于介电常数。此外，传统的电磁材料当他们在某一频率共同谐振时，电磁分量能够高度耦合。比如，电超材料具有高阶电共振，因此，总的来说我们不需要使而获得以上所描述的非零反射率。在我们设计窄带吸波器的具体案例中，对于后一个问题，我们用低频LC谐振来降低谐振频点出的，然后用高频边长相应来匹配谐振频点出的。

图1（a）谐振环结构（b）平行十字结构（c）谐振环与十字架结合

电响应是由图一(a)所示的谐振环来激励的。谐振环是由四个关于传播坐标轴旋转对称结构组成的。因此，它们是极化不敏感的。低频的电响应过去是调节的曲线，现在是由谐振环的LC环激励的。高频响应过去是耦合，现在是由相邻单元结构类似双极子的相互作用激励得到的。

磁响应是由谐振环和图一(b)所示的平行十字结构激励得到的。它们被图一(c)所示苯并环丁烯分割开。平面波的磁场分量是由垂直于传播方向的中心杆的两个金属结构耦合的，这样的反向平行电流所激励。无论在太赫兹还是微波极化敏感的设计都是基于相似的参数。

超材料的实际实现规定的使用支持复杂的基质的理论优化结构。和超材料的厚度和单元结构的侧面相比较，基板的厚度明显要比它们厚。这种支撑结构说明了单元结构定义和传播方向不对称的模糊性。但是，然而,基板的一些参数必须在仿真的时候考虑，它关于超材料谐振形式有一个可测量的影响由于基板的介电常数。

基板对超材料的共振影响可以在仿真时直接观察到。通过扫描参数基板的厚度d解释了超材料谐振时增加的介电常数当。对于，唯一增加影响是对，只要我们远离Fabry-Perot共振频率。因为在我们感兴趣的频率范围内为了降低损耗，几乎保持不变，扩大基板只会改变它的相位。在传播方向适当单元结构的边界条件是由介质层的厚度和超材料元件共同决定的。超材料－基板和基板的边界条件不匹配都可以归纳进均匀等效媒介理论因为这些边界条件都包含在单元结构里。

图2实线的(黑色、蓝色在线)和虚线的(暗灰色,红色在线)的组成部分(a)和(c)。真实的(黑色、蓝色在线)和想象的(暗灰色,红色在线)的组成部分(b)n和z(d)虚线表示最大吸收率。

超材料吸波器的在图一中的参数在图二中绘出。介电常数，磁导率的实部和虚部在图二(a)和(c)所示。它们由于空间色散的影响变得非常复杂，正如之前所提到的。但是，平面图的多种特征解释了这些曲线的形式。图二(c)中所示，最低频率在时，超材料吸波器耦合了谐振环共振时的电分量。请注意，这伴随着复磁导率的不谐振，它取决于中心频率这个分量的虚部，定义在附近。第二个电共振出现在大约频率在是因为十字的割线设计。这是复磁导率伴随着并联谐振集中在同一频率。复磁导率的共振和介电常数相邻的共振关系不大，因此很难观察得到。然而，在1.13THz有一个明显的正峰值。我们结合大约Pendrian曲线，这样就可以预测中心响应频率的表现。因为由磁场响应造成并联，又很小的但是直接的关系。

图3反射率(黑色、蓝色在线),传输(暗灰色,红色在线),和吸收率(浅灰色、绿色在线)模拟吸收器。垂直虚线最大吸收率的频率。

尽管由谐振和并联谐振决定的和的形式很复杂，但是和的形式直接决定了R,T和A的形式。因此，图三中R,T和A并没有标明图二中参数的复杂变化。

图4所示反射和传输实验结果(黑色、蓝色在线)和模拟(暗灰色,红色)。

图二(b)说明了折射率和图二(d)展现了阻抗的变化，证明了这个结构大约为理想吸波器。在1.13THz,归一化阻抗接近于1并且复阻抗取最小值。这样的话，发射率R接近于0。正如我们所期望的，折射率的虚部达到最大值，接近1.75,我们的得到了最小的T。这个结果正如在图三中所示一样其吸收效率达到了95%。

Ⅳ.制作和实验

两层金属的超材料吸波器样本制作在高电阻率1mm厚的硅质基板上。在基板上用等离子体增强化学气相沉积一个3厚的层。底部十字形金属(30nm的钛或40nm的铂粘附层和200nm的金层)使用标准的负光刻图案,金属蒸发,金属发射。BCB介质层是使用两个旋转镀膜和软质真空干燥箱，最后的厚度大约在6um。上层的谐振环金属结构采用了同样地十字制作过程。底层和顶层的单元结构正如图四中所示。

超材料吸波器样本实验时使用了傅氏转换红外线光谱分析仪。偏振光从汞弧灯发出，并且从样本和底板中反射出来，然后照射到一个液体氦硅探测器上。我们测量样品的两个偏振特征并且没有发现在实验误差的偏差。测量的传输系数和反射系数用来计算实验得到的吸收系数。

结构上的制造误差导致了和图四中理论最佳的情况的分离。谐振环和十字结构的边角在一定程度上是圆形的，介质层的厚度是6um而不是最佳的5.8um.所有的这些因素都考虑进计算机模型后，仿真得到吸波器的传输系数和反射系数的曲线图如图四所示。实验得到的波器的传输系数和反射系数的曲线图如图五所示。和理论上最优结构的比较结果如图三所示，超材料吸波器制作样本谐振时存在一个频移。

最小的传送频率转移了10GHz，但是次小值的频率转移了54GHz，与原来的频率相比都增大了。最小的频率从1.128THz转移到1.15THz。这正如我们期盼的一样，电响应对金属圆结构非常敏感。同时，介质层BCB的厚度决定了磁耦合。但是，这改变了理论上参数值，但是并没有解释图三和图四差异。

如图三所示，我们比较了实验和仿真的数据。在0.8THz,实验和仿真的和很好的拟合。但是当超材料谐振时，它的形式偏离了曲线。实验时的反射率最小值仅有18%而仿真的反射率最小值达到了2%。同样地，最小的传送频率和次小的传送频率最小值相应地最小值都达到了3%，和我们最初仿真结果相比减少0.1%。

偏共振协议表明了差异是和介电参数和磁导率的形式有关。方程7表明降低F或者增加导致增大因为有效介质降低了。因此这同样改变和。

为了电和磁共振，主要是由谐振环和十字结构之间的介质层BCB的损耗决定的。先前的工作已经证明了电损耗是主要的原因，并且它要比欧姆损耗大一个量级。同样，BCB主要是电介质改变每个结构的电容，对正常值任何的偏差都会导致吸收率的变化。进一步说，众所周知许多聚合物的电参数主要依赖于频率，尤其是在太赫兹范围内。正如之前所提到的，振荡器的长度F是由几何尺寸，填充介质和金属的电导率决定的。因此，图四中曲线的差异可能是由介质层增加的损耗和金属的导电率变低造成的。

图5实验(黑色、蓝色在线)和模拟在线(暗灰色,红色)吸收率曲线

拟合最好的仿真和实验数据如图四和图五所示。介质层BCB的损耗正切大约比正常值大一个量级。但是金的电导率下降了一个量级。在仿真中，不同的电介质常数改变了反射和传输电磁波的形式。这就造成了图四中谐振器的表现。因为电磁谐振不同一，损耗的增加，折射率和阻抗偏离了最佳值，如图五所示，导致吸收率的峰值达到77%。

Ⅴ.讨论和结论

我们现在讨论超材料吸波器作为热成像设备在太赫兹范围内的应用。和现有的用来做辐射探测器的太赫兹吸波器相比，我们的吸波器是窄带。这就可以在光谱上可以有选择的应用，如对爆炸物的探测。正如之前提到的，现有的吸波器基本上都受到1/4波长的限制。我们的设计并没有受到这种惯例的约定，并且其厚度可以优化。然而，并不像之前的吸器的设计，我们的吸波器是极化不敏感的。这对于某些应用来说是非常理想的，因为它可以最大程度的吸收入射电磁波。作为超材料器件，我们的设计在几何是可以扩展的来获得不同的频率。这种可扩展性仅仅受到制作加工和材料损耗的限制。其他的吸波设备并没有这种可扩展性。窄带谐振设计的限制可以使用多重单元结构的组合来克服。或者通过合并可调或者依赖频率超材料的元件。

应该注意的是：这里所描述的设计均是各向异性的，导致在传播方向不对称。我们已经验证仿真为了解释双各向异性对超材料吸收特性的影响。我们研究了传播时的十字结构的极化正如图一所示的设计的吸波器它的频率响应。计算机仿真表明交叉极化很小，可以利用的频率变化范围最大仅有。我们同样也研究了参考文献中的所描述的设计结构，得到了相似的结果。因此，对于正常的入射波，双各向异性的影响可以忽略不计。

总之，我们得出在一般情况下基于等效媒介理论和具体超材料元件制作超材料吸波器。我们说明了这样的设计在窄带范围内吸收率达到一致。我们同样成功地完成了太赫兹吸波器的设计。本文提供的理论和设计明确地展示了一个伟大的承诺来实现构造吸波器。

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