左手材料及其光学特性
左手材料及其光学特性 作者：郭嘉琛 论文摘要：左手材料是一种人工制备的具有亚观结构的材料， 因为其独特的电磁学特性，在很多方面都具有潜在的应用价值。本文简要介绍了左手材料在完美透镜、一维光子晶体、薄板波导等方面的研究进展，对其理论研究和实验结果进行了评述，并探讨了其发展前景。 关键词：左手材料 光子晶体 薄板波导
1. 概论 1.1 一左手材料的完美透镜作用：右手材料制成的光学透镜具有一些局限性， 如其最大分辨率受制于电磁波的波长，而左手材料制成的透镜可以实现对消逝波(evanescentwaves)的成像， 因此它突破了传统透镜的最大分辨率受制于电磁波波长的局限，被称之为完美透镜。Veselago的理论研究表明： 理想的无损耗的且介电常数￡=-1，磁导率u =-1的左手材料薄板对传播波(远场)具有二次聚焦作用，而Pendry对此的进一步研究表明，左手材料薄板对消逝波(近场)也具有二次汇聚作用， 因此，Pendry提出左手材料薄板可用来制作完美透镜，它可实现对消逝波的成像。 我的进一步研究指出，左手材料薄板对消逝波的确具有放大作用，但对薄板的厚度具有一定的限制，而材料的吸收会严重损害其对消逝波的放大作用。左手材料薄板对消逝波具有放大作用，是因为消逝波与表面等离子极化波的相l瓦作用。当过渡层的厚度远小于真空中的波长时，过渡层会在左手材料的频率段产生一个表面模， 该表面模对完美透镜成像的最小横向波长施加了限制：表面模对传播波的影响没有对消逝波的影响那么明显 1．2 二维近场透镜 完美透镜对消逝波的成像不能采用传统的光线图描述， 因为消逝波(近场)到达成像点是个谐振过程。而且在近场条件下，电磁场可分解为静电场和静磁场，对于TE极化(S polarization)的近场中，磁场居于支配地位；对于TM极化(P polarization)的近场中， 电场处于支配地位。因此研究完美透镜对近场的成像就可借用静电(磁)场理论中求电(磁)势的方法，此时保角变换是研究完美透镜近场成像的一种简便方法，但必须注意到完美透镜近场成像的核心是表面等离子极化波。在此基础上提出了几种具有放大或缩小的二维完美透镜， 如圆柱环完美透镜， 它可将圆柱环外面的物体成像于圆柱环内部，这是缩小像；也可将圆柱环内部的物体成像在外面，这是放大像。这个效应可用于提高扫描近场光学显微镜的分辨率。 1．3三维近场透镜 文献提出了一种球形完美透镜，其球壳是介电常数为e．(r) 一I／ 而磁导率为H一(，)。c—l／r的左手材料，其他区域是介电常数为s+(，)。c1／r，磁导率为p+(，)OF．1／r的右手材料。消逝波场在左手材料区域将被放大。另一文献研究了有损耗的不对称的完美 透镜， 结果表明，此类透镜对消逝波也有放大作用， 因此可作为完美透镜， 而且不对称 的完美透镜对材料的损耗效应不显著，更具有稳定性。有人利用传输函数研究左手材料参数偏移对它的影响，计算表明：传输函数对介电常数和磁导率的偏移非常敏感， 完美的左手 材料透镜对偏移量的要求十分苛刻， 因此人们得出结论：要得到工程意义上的完美左手 材料透镜是相当困难的。 1．4 各向异性左手材料制作的完美透镜. 人工制各的左手材料实际上是二维的，是各向异性或单轴各向异性的， 因此描述其介电常数须用张量形式。有关文献研究了电磁波在各向异性左手材料中的传播及在其界面上的反射和折射，得到了出现反常的反射和折射(不符合Snell定律)的条件， 以及出现反常的透射(即消逝波在其中得到放大)的条件。还有文献提出了如何利用各向异性左手材料制作完美透镜的方法，在结构的不同部位采用不同的左手材料，使得一部分子结构实现负折射， 另一部分子结构实现正折射. 2．1 左手材料与右手材料的界面 有人曾经质疑左手材料不可能存在， 因为他们认为左手材料违背光速上限和因果律。2003年初C．Parazzoli与G．Eleft—heriades所领导的两组研究人员分别发表了微波波段负折射物质的实验报告， 同时，S．Foteinopou1ou也发表了左手材料的理论模拟结果。利用光子晶体作为介质，计算中发现电磁波的波前遇到左手材料时，折射并不是立即发生， 而是在界面捕捉入射波波前一段时间后才出现折射波. 可认为，该延迟现象说明电磁波波前的一端并不需要无限大的光速传递才能从右手材料进入左手材料， 也不违反因果律。左手材料的主要性质一一负折射是发生在左手材料与右手材料的界面上的-，所以， 如果在一维光子晶体中交替地引入右手材料与左手材料层，将会出现一些新的性质。有关文献在研究由左、右手材料构成的一维光子晶体时，发现了其特有的zero一万能带，zero一万能带是平均折射率为0的能带，这表明， 折射率从小于1到大于1并没有发生突变，而是存在一个过渡区域，在这个过渡区域内折射率经过从小于1到大于1的变化。这个过渡区域位于左、右手材料的分界面，在这个分界面附近的左、右手材料内，其折射率与气体折射率应该存在细微差别。分界面附近两种材料内的折射率变化是否对称还有待研究。由左、右手材料构成的一维光子 晶体的zero一万能带与由布拉格散射所形成的能带在本质上是不同的， 它没有尺寸效 应，且具有随机抗干扰的能力。此外，还有文献研究了带有缺陷层的，由左、右手材料构成的一维光子晶体的缺陷模和透射率， 左手材料的介电常数和磁导率与频率有关， 缺陷层为左手材料，其厚度为b= (1+△)，位于一维光子晶体的中心， △=0即为无缺陷的情况。某文献的计算表明： 当A=0．6，a=0．25Z时， 仅在对应于平均n =0的频率03 附近存在一个zero一n 能带， 当A=0．6，a=1．25L时，除了在03 附近存在一个zero一万能带外，还出现了2个布拉格能带。有关文献发现：在由左、右手材料构成的一维光子晶体中，在一定条件下， 晶体内会出现两种特有的传播模， 即分离模和光子隧穿模。 2．2能带结构 对于由右手材料与左手材料交替排列构成的一维光子晶体， 其能带结构有如下特点：禁带宽度随入射角而变化，当电磁波的入射角增大时，光予晶体的禁带宽度会随之增加；在入射角相同时， 引入左手材料层的光子晶体较未引入时，其带隙会向高频区移动. 2．3 分立模 含左手材料的光子晶体，其色散方程具有一些新特点： 当满足一定条件的时候，其带边缘会出现分立模，这种分立模在完全由右手材料构成的光子晶体中是不存在的。如果一维光子晶体中左手材料与右手材料的厚度之比是其波矢之比的倒数，则色散方程关于波矢的实数解只能是一些分立值， 即光子晶体中的电磁波只能有一些分立的模式存在。计算表明，分立模位于q=o或者q=π／a附近， 当左手材料的填充因子不同时， 分立模的位置也会随之变化。 2．4 隧穿模 进一步考察色散方程可发现， 当电磁波斜入射时，k，的解所对应的电磁波频率是实数。这个解是有物理意义的，它对应于晶体中的消逝波。通常情况下，消逝波在晶体中传播时会随距离衰减， 而在含左手材料的一维光子晶体中却不是这样，消逝波会形成一种特殊的导波模——光子隧穿模。光子隧穿效应以前只存在于介电常数为负时的金属薄膜中的长程表面等离子体波以及超晶格中的长波光学模这两种情况，对于前者，在界面一侧衰减的表面等离子体波在另一侧可通过消逝波耦合被重新激发，从而形成光子隧穿；对于后者，光子隧穿是由于等离子体和外场激励的声子共振产生的。这两种情况电磁波都不是直接在物质中传播。在含左手材料的光子晶体中， 光子隧穿效应起源于左手材料对消逝波的放大作用，在右手材料中衰减的消逝波会在左手材料中被放大， 从而使得消逝波在右手材料与左手材料构成的一维周期性结构中形成一个导波模而在其中直接传播。 2. 主题内容的电磁学原理或物理原理 2.1左手材料的理论研究： 下面通过四能级系统及密度矩阵运动方程对左手材料的实现条件作进一步说明，密度矩阵元P 。和P∞表示能级间的相干性，可衡量介质对频率为Wp的探测场和电响应为p的磁响应，它们满足下列公式：
21212121244121223123()()piiVVVV
434343231341[()]()pckiiVV
平面单色波在各向同性无源介质中传播时满足的Maxwell
方程组及介质方程为: /XEBt /XHDt 将B=uu0H
D=0E
代入上式可得: K ×E = (ω/ c)μH K ×H = - (ω/ c)εE 由上式可见,当ε和μ同时大于零时,电磁波的波矢.K、电 矢量E 和磁矢量.H 三者构成右手关系;而当ε和μ同时小于零时,三矢量构成左手关系,且波矢.K 与玻印廷矢量: S = E ×H 的方向相反,即相速度和群速度方向相反。 介电常数ε和磁导率μ同时为负的物理本质可由Drude2 Lorentz 模型来解释。假定材料中的原子和分子可以看作某 一固有频率ω0 谐振的束缚电子谐振子。在外电场作用下,当外电场的频率ωnω0 时,电子相对于原子核产生1 个位移,并且在外电场方向上诱导1 个极化,即极化方向同外电场方向一致,此时介电常数为正。当ω →ω0 时,谐振子同外电场发生谐振,外场方向发生反转时,谐振子的极化方向几乎不受影响。即当频率接近于谐振频率ω0 时,谐振子的极化由与外电场同相位转变为与外电场反相,从而出现了负效应。 2.2 研究内容的其他物理学基础 材料与电磁波的相互作用主要体现在材料的 介电常数ε和磁导率μ这两个物理参数上。考虑波 在低损耗介质中传播,此时介电常数ε和磁导率μ 可以看作实数,根据ε和μ的正负取值,材料可以分为如图所示的 4 类。 在自然界中, 大部分 材料位于 1 象限,根据 Maxwell 方程,当一束平面波在位于象限
左手征材料-LHMR
Smith D.R. ,Willie J. ,et al. , Phys. Rev. Lett. ,2000,84,4184
2001年，Shelby等人首次在实验上证实了当电磁波斜入射到 左手材料与右手材料的分界面时，折射波的方向与入射波的方向 在分界面法线的同侧。
Shelby R. ,Smith D.R. ,et al ,Science ,2001,292,77
与传统核武器不同的是，反物质炸弹 爆炸后不会形成任何辐射性残留物
反物质武器的出现将会使现今所有的热核武器黯然失色。显 而易见，要想得到一克反物质是一件非常不容易的事。且不说技 术上的难度，仅它的生产费用至少也要花费十亿美元以上。
世界上的任何事物都是异性相吸。粒子和反粒子一旦相 遇，便会通过碰撞而同归于尽，互相湮没，其全部质量都将 以辐射形式转变为能量。这种辐射通常是电磁波。根据爱因 斯坦相对论中著名的质能换算公式E=mc2，微量的反物质 便能产生惊人的巨大能量。前不久，美国兰德公司在一份反 物质实验报告中指出，当1克反物质与1克物质相互碰撞湮 灭时，放出的能量是5×107千瓦/小时，约为6兆瓦年。每 百万分之一克的反质子与质子发生湮灭(爆炸)后释放的能量 相当于37.8公斤的TNT炸药，其威力之大令世人震惊。 科学家认为，发现半个多世纪的反物质现在到了充分研 究与实际应用的时候了。
2
只要 ω0< ω< ωp，ε、μ 就可以同时为负数 ！
菲斯拉格这篇精彩翔实的论文在1967年最初以俄文发表在苏 联一个学术刊物上。英国的法雷将它翻译成了英文，并在第二年 （1968年）重新发表在另一个苏联物理类学术刊物上。法雷在翻 译时地声称菲斯拉格的原始论文发表在1964年。这导致现在有些 不查阅原始文献的研究人员一会儿声称菲斯拉格提出“左手征材 料”概念的时间是在1964年，一会儿又说是在1968年。其实都不 是，菲斯拉格提出“左手征材料”概念的时间应该是在1967年。 遗憾的是，菲斯拉格的论文在30年时间里几乎无人理睬，直 到近年来枯树发新芽，情况发生了明显变化，原因就在于英国的 彭瞿莱（ Pendry）等人在1998－1999年提出了巧妙的设计结构 来实现负的介电系数与负的磁导率。从此以后，这个课题越来越 热门。在国际主要学术刊物上，2000与2001年所发表的关于左手 征材料的研究论文数量分别是13篇与17篇，2002年上升至60篇。 2003年上升到100篇以上。
左手材料天线
左手材料天线左手材料天线是一种新型的天线结构，它利用左手材料的特殊性质来实现对电磁波的辐射和接收。
左手材料是一种具有负折射率的材料，它具有一些非常奇特的电磁性质，例如负折射率、负抗性、负色散等。
利用这些特性，左手材料天线可以实现一些传统天线无法实现的功能，例如超宽带、宽角度辐射、多频段工作等。
因此，左手材料天线在通信、雷达、无线电等领域具有广阔的应用前景。
左手材料天线的工作原理是基于左手材料的负折射率特性。
在传统的天线设计中，通常使用正折射率的材料来实现对电磁波的辐射和接收。
而左手材料天线则采用具有负折射率的左手材料来实现对电磁波的控制。
当电磁波穿过左手材料时，由于其负折射率特性，电磁波的传播方向会发生反转，从而实现对电磁波的控制。
这种特性使得左手材料天线可以实现一些传统天线无法实现的功能，例如超宽带、宽角度辐射、多频段工作等。
左手材料天线具有许多优点。
首先，由于左手材料具有负折射率特性，可以实现对电磁波的精确控制，从而实现更高效的辐射和接收。
其次，左手材料天线可以实现超宽带、宽角度辐射、多频段工作等功能，具有更广泛的应用范围。
此外，左手材料天线的制作工艺相对简单，成本较低，适合大规模生产和应用。
在实际应用中，左手材料天线已经得到了广泛的研究和应用。
在通信领域，左手材料天线可以实现更高效的信号辐射和接收，提高通信质量和覆盖范围。
在雷达领域，左手材料天线可以实现更宽波束宽度和更高分辨率，提高雷达探测和跟踪性能。
在无线电领域，左手材料天线可以实现多频段工作，适应不同频率的信号传输和接收。
总之，左手材料天线是一种具有广阔应用前景的新型天线结构。
它利用左手材料的特殊性质，实现了对电磁波的精确控制，可以实现超宽带、宽角度辐射、多频段工作等功能，具有更高效的辐射和接收特性。
在通信、雷达、无线电等领域具有重要的应用价值，将为相关领域的发展带来新的机遇和挑战。
随着左手材料天线技术的不断进步和完善，相信它将在未来发挥越来越重要的作用。
微波左手材料的反射率和相位随频率的变化特性_图文
第50卷第6期 2005年3月论文微波左手材料的反射率和相位随频率的变化特性赵乾赵晓鹏*康雷郑晴(西北工业大学电流变技术研究所, 西安 710072.* 联系人, E-mail:xpzhao@摘要利用矩形波导法首次由实验研究了微波垂直入射到由铜六边形开口谐振环(split ring resonators, SRRs和铜杆组成的左手材料(left-handed metamaterials, LHMs 样品表面时, 其反射率和反射相位随频率的变化特性. 实验结果表明: 单层SRRs的LHMs样品在左手频段内出现了一个深度为−3.3 dB的反射峰, 即其反射率为47%. 在左手频段内, 反射波相位随微波频率的变化关系与透射波相位变化不同,而且反射波相位曲线在反射峰频率处出现一个拐点. 对于三层SRRs的LHMs 样品, 其反射峰的深度随样品排数的增加而增加, 即不反射能力增强, 且反射峰与左手透射峰有一个相对频移, 认为不同层间SRRs的相互作用是导致其频移的原因.关键词左手材料反射相位“左手材料”(left-handed metamaterials, LHMs是一种介电常数ε 和磁导率µ同时为负的人工周期结构材料, 由于其中传播的电磁场分量E, B与波矢K满足“左手定则”而得名[1]. 即其群速度与相速度方向相反, 从而呈现出许多反常的物理光学现象, 如负折射效应[2]、反常Doppler效应[3]和完美透镜效应[4]等.目前, 有关LHMs的研究主要集中在负磁导率材料、负介电材料以及LHMs等奇异透射行为方面. 如Pendry研究了周期性排列的金属开口谐振环(split ring resonators, SRRs的电磁响应行为, 发现其行为与磁性材料相似, 尤其是其磁导率在谐振频率附近某一频率范围内为负[5]. Smith将金属开口谐振环和金属杆排列成周期结构, 第一次实验证实了左手材料负折射的存在[6]. 我们研究组设计了六边形SRRs 并实验研究了由其周期性排列形成的负磁导率材料和左手材料中的缺陷效应, 得到了一些有意义的结果[7~9]. 电磁波在介质分界面处的反射现象是电磁波与物质相互作用的一个基本的问题, 不仅具有理论意义而且具有非常重要的应用价值. 光子晶体在某些特定频段对电磁波具有反射作用, 该反射行为的选择性具有广泛的应用前景, 如微带天线、滤波器和Bragg反射器等[10]. LHMs作为一种特殊的周期性结构材料, 其反射行为的研究必将拓宽LHMs的应用范围. Ruppin理论研究了包含LHMs的Bragg反射器的反射行为, 发现左手频段内Bragg反射峰窄而且强度小, 左手频段外出现了宽的Bragg反射峰[11]. 就我们所知, LHMs反射行为的实验研究尚未见到报道. 本文采用电路板刻蚀技术制备了一系列LHMs样品, 利用矩形波导法实验研究了微波正入射时LHMs的反射率、反射相位等随频率的变化关系.1样品制备及测试采用电路板刻蚀技术在0.5 mm厚的环氧酚醛玻璃纤维板上制备了一系列铜六边形SRRs和铜杆, 其厚度均为0.02 mm. 六边形SRRs可由内外环的内切圆直径d1, d2, 线宽c和开口间距g等参数描述. 实验所制备的SRRs的参数为: d1=1.0 mm,d2=2.2 mm, c =0.3 mm, g=0.3 mm. 铜杆的长度为9.9 mm, 线宽为0.5 mm. SRRs和铜杆一一对应且分别位于纤维板上两侧, 以其为结构单元周期排列制得LHMs(如图1所示. 本文制备了两种不同结构的LHMs样品. LHMs样品Ⅰ: x方向上SRRs为一层; LHMs样品Ⅱ: x 方向上SRRs为三层. 改变y方向上SRRs的排数制得不同排数的LHMs样品Ⅱ.利用微波一体化矢量网络分析仪(AV3618测量样品的S参数, 其信号发生器的频率为50 MHz~20 GHz. 由于所设计样品的谐振行为主要发生在微波X 波段(8~12 GHz, 因而选择横截面为22.86 mm×10.16 mm的矩形波导. 测量前先采用全双端口校准, 将不包含铜SRRs和铜杆但与样品结构相同的纤维板标准样品放入波导中对系统两个端口进行全反射、小反射负载和直通校准. 将LHMs样品沿波的传播方向z置于波导中, 其中传播的微波为TE10波, 微波磁场矢量与y方向平行, 即垂直于SRR所在平面, 电场矢量与x方向平行, 即与铜杆平行.论文第50卷第6期 2005年3月图1 LHMs样品结构示意图2结果与讨论2.1 LHMs样品Ⅰ的反射特性LHMs样品Ⅰ沿x方向SRRs层数为1, 沿y和z方向的排数分别为3和8. 其结构参数分别为L y=7.0mm和L z=7.0 mm. 将样品Ⅰ置于端口1的波导中, 并在波导末端接上匹配小反射负载, 测量其微波反射率和反射相位随频率的变化关系. 图2为LHMs样品Ⅰ的微波反射参数S11随频率的变化关系图.由图2可见, 当微波频率由9000 MHz变化到11500 MHz时, LHMs样品Ⅰ的反射谱在10420MHz 处出现了峰深为−3.3 dB的反射峰, 约有47%的能量由样品反射了回来, 其它频段的反射很强, 接近于全反射. 由透射谱可见, LHMs样品Ⅰ在9940~10820 MHz频率范围内出现了一个左手透射峰, 该透射峰图2 LHMs样品Ⅰ的微波反射谱位于周期性排列SRRs和金属杆的禁带交叠处, 此时材料的介电常数和磁导率同时小于零, 左手透射峰所对应的频段称为左手频段. 由反射谱可见LHMs样品Ⅰ的反射峰位于左手频段内. 在左手频段内, 左手材料具有较大的透射率和吸收率[12], 导致其反射率减小, 因而反射谱在左手频段内出现了一个反射峰. 图3为LHMs样品Ⅰ的微波反射相位随频率的变化关系图.由图3可见, 在左手频段内, 左手材料的反射波相位随微波频率的增加而增加, 即反射波相位曲线的斜率为正, 而左手材料透射波相位却随微波频率的增加而减小, 即透射波相位曲线的斜率为负. 同时反射波相位曲线在反射峰所对应的频率10400 MHz 处出现一个拐点, 因而由微波反射相位的拐点可间接确定反射峰的位置.图3 LHMs样品Ⅰ的微波反射相位曲线第50卷第6期 2005年3月论文2.2 LHMs 样品Ⅱ的反射特性为了深入研究LHMs 的反射行为, 制备了x 方向上SRRs 层数为3的LHMs 样品Ⅱ, 调节y 方向上结构单元的排数分别为1, 2和3制得不同排数的LHMs 样品Ⅱ. 其结构参数分别为L x =3.3 mm, L y =7.0 mm 和L z =5.0 mm. 将LHMs 样品Ⅱ置于端口1的波导中, 并在波导末端接上匹配小反射负载, 测量微波的反射率和反射相位随频率的变化关系.图4为1排LHMs 样品Ⅱ的微波反射率随频率的变化关系图.图4 排数为1的LHMs 样品Ⅱ的反射谱由图4可见, 当微波频率由9000 MHz 变化到11000 MHz 时, 反射谱在频率10580 MHz 处出现了峰深为−1.7dB 的反射峰, 其反射率为67%. 由透射谱可见, 1排LHMs 样品Ⅱ的左手透射峰位于9500~ 10100 MHz 频率范围内, 因而其反射峰相对于左手透射峰发生了约1000 MHz 的频移. LHMs 样品Ⅱ与样品Ⅰ相比, 其x 方向上的SRRs 层数由1增加到3, 因而SRRs 不仅与层内最近邻和次近邻SRRs 发生相互作用, 而且还受到层间和斜对角SRRs 的作用, 我们认为该相互作用是引起反射峰相对左手透射峰发生频移的原因.图5和图6分别为2排和3排LHMs 样品Ⅱ的微波反射率随频率的变化关系图.由图可见, 2排和3排LHMs 样品Ⅱ分别在10500 MHz 和10520 MHz 处出现了峰深为−2.8 dB 和−5.8 dB 的反射峰. 它们的反射峰亦与其左手透射峰发生了频移.比较图4~6可见, 当LHMs 样品Ⅱ的排数由1增加到3时, 左手透射峰向低频移动, 透射峰强度增加, 峰宽变宽. 周期性排列的SRRs 的谐振频率随几何图5 排数为2的LHMs 样品Ⅱ的反射谱图6 排数为3的LHMs 样品Ⅱ的反射谱参数的变化关系为[5]:220033πln(2/lc r c d ω=,其中, l 为排间间距, c 0为真空中的光速, r 为内环的半径, c 为环的线宽, d 为内外环间距即径向间距. 由该式可见, 当r , c 和d 等参数固定时, 谐振频率随排间间距l 增加而增加. LHMs 样品Ⅱ排数的增加等价于其排间间距l 减小, 因而其左手透射峰向低频移动. 随着排数的增加, 其反射峰由−1.7 dB, −2.75 dB 变化为−5.8 dB, 逐渐变深, 表明其反射率随排数的增加而变小, 即不反射能力增强. 结构单元数增加, 左手效应增强使得左手透射峰增强, 透射率增加, 吸收增加因而该频段内的反射减小. 光子晶体在其光子禁带内为全反射而LHMs 在其左手频段内具有反射率较小的反射峰, 其他频段接近全反射. LHMs 样品Ⅱ的反射相位随频率的变化与LHMs 样品Ⅰ类似, 这里不再给出.2.3 周期排列杆的反射特性理论研究表明, LHMs 与SRRs 的透射和反射行论文第50卷第6期 2005年3月为截然不同[12]. LHMs 在左手频段内的反射较大而SRRs 的反射却相对较弱, 其主要区别在于有无负介电常数材料的存在. 因而我们研究了周期性排列金属杆形成的负介电材料的微波反射行为. 结构参数分别为L y =7.0 mm 和L z =5.0 mm 的三排铜杆的反射率随频率的变化关系如图7所示.图7 负介电材料的微波反射谱由图可见, 在9200~12000 MHz 频段内, 金属杆的反射很大约为−0.6 dB, 而透射极小约为−75 dB, 该频段内其介电常数小于零. 在8500~9200 MHz 频段内, 由于透射随频率的增加而减小, 导致其反射率随频率的增加而增加. 周期排列金属杆结构材料的电磁波响应行为与等离子体相似, 存在一个等离子体谐振频率ωp , 当频率ω<ωp 时, 电磁波全部被反射而没有能量透过, 因而LHMs 具有大的反射率.3 结论本文设计并利用电路板刻蚀技术制备了由铜六边形SRRs 和铜杆周期性排列而形成的左手材料. 利用矩形波导法实验研究了当微波垂直入射到样品表面时, 其反射率和反射相位随频率的变化特性. 得出了以下结论: 单层SRRs 的LHMs 样品的反射峰出现在左手频段内, 其峰深为−3.3 dB, 即反射率约为47%, 其它频段反射率接近于100%. 在左手频段内, 反射波相位随微波频率的变化关系不同于透射波相位, 而是随微波频率的增加而增加, 且反射波相位曲线在反射峰频率处出现一个拐点. 对于三层SRRs 的LHMs 样品, 其反射峰的深度随样品排数的增加而增加, 即不反射能力增强, 且反射峰与左手透射峰有一个相对频移, 我们认为不同层间SRRs 的相互作用是导致其频移的原因. LHMs 反射行为的研究对于拓宽其应用领域具有一定的指导意义.致谢本工作为国家杰出青年科学基金(批准号: 50025207、国家自然科学基金(批准号: 50272054和国家重点基础研究发展计划(973计划(批准号: 2004CB719800资助项目.参考文献1Veselago V G. The electrodynamics of substances with simultane-ously negative values of permittivity and permeability. 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结构单元与左手材料性能关系研究（光学工程专业优秀论文）
硼此Ｉ：业人学硕十学位论文☆ｋ”一”、：驴ｊ，，，，．。
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：：ｏ－§乓∥，ｊ≯～一手？ｊ∥Ｆ■｛”图２．３Ｃｈｅｒｅｎｋｏｖ辐射示意图（ａ）『Ｆ常辐射；（ｂ）反常辐射２．２．３反常Ｇｏｏｓ．Ｈｉｉｎｃｈｅｎ位移当光波在两种介质的分界面处发生全反射时，反射光束在界面上相对－ｆ：）Ｌ何光学预言的位置有一个很小的侧向位移，且浚位移沿光波传播的方向，称为Ｇｏｏｓ—Ｈ洳ａｃｈｅｎ位移㈣。
光波Ｓ分量和Ｐ分量的Ｇｏｏｓ—Ｈｇｎｃｈｅｎ位移大小为△，＝乜“烁而ｉ＠－６）△广协”％。
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）因而，Ｇｏｏｓ—Ｈｇｎｃｈｅｎ位移大小仅与两种介质的相对折射率ｎ，。
及入射光波方向最有关。
引起Ｇｏｏｓ·Ｈ￡ｉｎｃｈｅｎ位移的原因是电磁波并非由界面直接反射，而是在深入介质２的同时逐渐被反射，其平均反射面位于穿透深度处。
若介质２为ＬＨＭｓ，则该位移沿光波传播反方向，称为反Ｇｏｏｓ．Ｈ￡ｉｎｃｈｅｎ位移旧１４１（图２．４）。
（ａ）（ｂ）图２．４Ｇｏｏｓ—Ｈｇｎｃｈｅｎ位移（ａ）正常位移；（ｂ）反常位移２．２．４负折射效应当单色平面波入射到两介质界面时就会发生反射和折射现象（如图２．５所示）。
阳北ｆ业大学硕十学位论文（ａ）（ｂ）图２．１ｌＬＨＭｓ的实现（ａ）样品图（ｂ）透射曲线图２．１２ＬＨＭｓ负折射的实现（ａ）２Ｄ样品；（ｂ）ＬＨＭｓ负折射测量结果一些科学家对ＬＨＭｓ的反常行为持怀疑态度，特别是它的理论仍然非常不清楚，引起了许多的争议ｐ”…。
例如，Ｖａｌａｎｊｕ［４１１认为负折射率违背了基本的光速极限原理，Ｇａｒｃｉａ［４２１等认为由于实际材料吸收的存在会限制衰减波的放大，因而“完美透镜”不可能实现。
Ｐｅｎｄｒｙ［４３－４６１针对不同意见进行了解释，并进一步研究发现平板ＬＨＭｓ的聚光性比任何现存的透镜都好，尽管能量的吸收会对分辨率产生一定的影响，但却认为即使‘完美透镜’不切实际，较高分辨率透镜是可以实现的。
【神奇的左手材料】左手材料
【神奇的左手材料】左手材料左手材料，相信对于大多数人来讲是一个陌生的名词。
左手材料，指的是介电常数（ε）和磁导率（μ）都是负数的材料（物质）。
介电常数和磁导率是用于描述物质电磁性质的基本物理量，决定着电磁波在物质中的传播特性。
在自然界中，所有物质的介电常数（ε）和磁导率（μ）都为正值。
左手材料这种新型材料的非常之处，是其具有一种逆变能力，能使主导着普通材料行为的许多物理特性产生逆变。
左手材料有时也被称为“异向介质”、“负折射系数材料”。
左手材料迄今尚未在自然界中发现，这种材料目前都是由人工制造的。
从1999年开始起到目前为止，左手材料还主要处于实验室研究阶段。
迄今为止，我们在自然界见到的都是右手材料，右手规则一直被认为是物质世界的常规。
但是，在左手材料中，电磁波的电场、磁场和波矢却构成左手关系，这就是这种材料被称为“左手材料”的原因。
另外，根据物理学普遍规律，在一般物质中，电磁波的传播方向和能量传播方向是一致的，但是在这种材料中，电磁波的传播方向将会发生奇特的变化，能量按正常方向传播时，电磁波却向相反的方向传播。
由于这种材料的介电常数和磁导率都是负数，折射率也是负的，根据电磁学理论，可以推断出它有很多奇异的特性。
手机辐射有望解决目前利用左手材料的性质，已经可以通过人造结构来控制电磁波传播方向，制成定向天线，可以使它只向基站方向发射信号，并通过相关技术阻止信号向人脑方向的传播。
但是目前这项研究仍处于实验室阶段，估计今后，将有可能用于解决备受关注的手机辐射问题。
手机辐射之所以可能对人体产生影响，是因为目前市场上应用的手机天线，都是全方向发射信号，向基站发射信号的同时也向人发射电磁波，对人的辐射无法避免。
而新型的左手材料，通过人造结构来控制电磁波传播方向，用它制成定向天线，可以智能寻找附近的电信信号发射基站，专向基站方向发射信号，并通过相关技术阻止信号向人脑方向的传播，可避免电磁波对手机使用者造成辐射。
左手材料奈米平板的表面电浆量子简介
左手材料奈米平板的表面電漿量子簡介文／邱國斌、蔡定平摘 要左手材料奈米平板(nano slab)上的奈米光學性質是目前奈米科技中一個極熱門的研究課題，本文就左手材料與表面電漿量子之性質，以及奈米平板與電磁波之作用，做一個簡介。
一、左手材料簡介1967年Veselago 於理論研究上[1]指出，在介電係數 (permittivity) 以及導磁率(perme ability) 同時為負值時的物質中，電磁波將會有不同於在普通一般物質中的特異性質，藉由 Maxwell 方程式以及 Poynting 的能量流理論：(1)可以清楚知道在一般介質中 (ε > 0 且 μ > 0)，電場 (E)、磁場 (H) 與波向量 (k)符合右手系的向量關係 (圖一、a)，且電磁波群速度方向 (平行S 之方向) 與相速度方向 (平行k 之方向) 一致；然而當 ε 和 μ 同時為負值時，電場、磁場以及波向量構成左手系的向量關係 (圖一、b)，所以便稱這種具更 ε 和 μ 同時為負值的物質為左手材料 (left-handedmaterial)[2]。
左手材料具更許多異於一般物質的電磁波特性[1，2]，例如圖二a 中所示電磁波經由一般物質進入左手材料之物質時，折射波的偏折方向將與入射波皆位於法線的同一邊，而非一般所熟悉的情形，即是分別在法線的兩邊；也由於一般物質與左手材料介面更此一特殊的折射性質，使得以左手材料製作的击透鏡或凹透鏡，分別轉變成具更散光或聚光性質的透鏡， 如圖二b 中所示；另一方面，圖二c 顯示出平板狀的左手材料，則可表現出對於點光源進行聚焦的特性。
Ec H k H cE kεωμω-=⨯=⨯HE c S ⨯=π4圖一：電磁波在 (a) 一般材料與 (b) 左手材料中之電場、磁場、波向量與能量流密度方向之間的向量關係。
另外，如 Doppler 效應 (見圖三、a) 或 Cerenkov 輻射效應 (見圖三、b)，在左手材料中亦會更與在一般物質內截然不同的結果。
左手材料的研究进展及应用
左手材料研究进展及应用左手材料,指的是介电常数(ε)和磁导率(μ)都是负数的材料(物质).在自然界中,所有物质的介电常数(ε)和磁导率(μ)都是正数.左手材料这种新型材料的非常之处,在于其负的介电常数和磁导率使得主导普通材料行为的许多物理特性产生逆变. 左手材料有时也被称作”异向介质”,”负折射系数材料”. 迄今为止,我们在自然界中见到的都是右手材料,右手规则一直被认为是物质世界的常规.但是,在左手材料中,电磁波的电场,磁场和波矢却构成左手关系.这也是这种材料被称为"左手材料"的原因.由于这种材料的介电常数和磁导率都是负数,折射率也是负的,根据电磁学理论,可以推断出它有很多奇异的物理特性.由于这个学期正在学习电磁场,电磁场的数学基础和这种反常自然界物质的神奇特性让我非常感兴趣.虽然阅读了较多的文献,不过很多理论还是不能理解.不过,我理解的那一部分已经受益匪浅了.比如,人的大脑要有创新精神,敢于突破常规,虽然右手规则是统治自然界物质的普遍规律,在我们的脑海中,也根深蒂固的有ε和μ同时>0的概念,不过,只要敢于想,敢于创造,这种突破自然界常规的物质LHM(left hand material)就可以发挥出它巨大的功能.一.左手理论的起源和发展1967年，前苏联物理学家Veselag。
在前苏联一个学术刊物上发表了一篇论文，首次报道了他在理论研究中对物质电磁学性质的新发现，即:当ε和μ都为负值时，电场、磁场和波矢之间构成左手关系。
他称这种假想的物质为左手材料，同时指出，电磁波在左手材料中的行为与在右手材料中相反，比如光的负折射、负的切连科夫效应、反多普勒效应等等。
这篇论文引起了一位英国人的关注，1968年被译成英文重新发表在另一个前苏联物理类学术刊物上。
但几乎无人意识到，材料世界从此翻开新的一页。
左手材料的研究发展并不是一帆风顺。
在这一具有颠覆性的概念被提出后的30年里，尽管它有很多新奇的性质，但由于只是停留在理论上，而在自然界中尚未发现实际的左手材料，所以，这一学术假设并没有立刻被人接受，而是处于几乎无人理睬的境地，直到将近本世纪时才开始出现转机。
电磁波在左手材料中的传播
·226·一、左手材料的来源众所周知，介电常数和渗透率是电磁研究中两个最重要的物理参数，而电磁波在物质中的传播特性也是由它们决定的。
在自然界中，介电常数和电导率都大于零。
当电磁波在介质中传播时，电场矢量E 、磁场矢量H 和波矢量k 三者之间遵循的是右手螺旋定则，这是传统的材料，称它为右手材料。
然而介电常数有时也会出现负值。
接下来，将给出详细的分析。
大多数自然界存在材料都处于第一象限(0,0>>µε)。
但是在第二象限(0,0><µε)中也有个别的材料，如等离子体及位于特定频段的部分金属。
在第二象限，因为0,0><µε，所以折射率µε=n 为虚数是虚数。
由于电磁波只能在实数折射率的材料中传播，所以说电磁波在这种材料中传播时只能是消逝波,在第四象限中0,0<>µε，所以折射率同样是个虚数。
电磁波在第四象限的性质和第二象限的材料性质类似。
在第三象限中0,0<<µε，因此折射率是实数。
但是它与电磁波在第一象限中材料的传播性质完全不同。
在第三象限中，电磁波的能流密度和波矢量是反平行的，也就是说电磁波的群速度和相速度是反平行的。
在0,0<<µε的材料中，麦克斯韦方程组仍然允许电磁波传播，但要求材料的折射率n 必须为复数。
左手材料是一种负介电常数和磁导率的新型人工合成材料，其折射率为负，因此具有不同于右手材料的独特性能。
平面电磁波，也可以在负介电常数和负磁导率的材料中传播，电磁波此时的电场矢量E 、磁场矢量H 和波矢量k 之间遵循左手螺旋定则，这种材料称它为左手材料。
其实自然界中并没有这种材料。
因此，有关左右材料的研究很少。
直到1968年，前苏联科学家V.G.Veselago 通过计算，预测介质介电常数和磁导率都取负值时，电磁波的传播将表现出不同寻常的物理性质。
左手材料在天线中的运用
左手材料在无线通信领域的应用前景
总结词
详细描述
左手材料在无线通信领域具有广泛的应用前 景，将为无线通信技术的发展带来革命性的 变革。
左手材料的特殊电磁特性使其在无线通信领 域具有广泛的应用价值，例如在提高无线通 信设备的灵敏度、信号传输速度和抗干扰能
力等方面，都将发挥重要作用。
左手材料在雷达系统中的应用前景
左手材料的特性
这种材料具有负的折射率，对电磁波的传播方向与电场和磁场的 方向都与常规右手材料相反。
左手材料的分类
根据左手材料的特性，可以将其分为活性左手材料和被动左手材料。
02
左手材料在天线设计中的优势
提高天线效率
左手材料的高电导率和磁导率可以减少电磁波在传播过程中的能量损失，提高电 磁波的传输效率，从而提高天线的效率。
• 制造方法：目前常用的制造方法包括真空蒸发沉积、纳米压印、化学气 相沉积等，但这些方法普遍存在效率低、成本高的问题。
• 尺寸控制：制造过程中对左手材料尺寸的控制也是一大挑战，尤其是对 于纳米级别的材料。
• 解决策略：研究者们正在开发新的制造工艺，以提高加工效率并降低成 本。例如，利用先进的纳米压印和化学气相沉积技术，可以更精确地控 制材料的尺寸和形状。此外，通过引入新型设备，也能提高生产效率。
通过利用左手材料的特殊性质，可以将电磁波聚集在特定 的方向上，提高天线的发射效率和接收灵敏度。
降低天线的雷达散射截面
左手材料可以改变电磁波的传播方向 ，使电磁波散射到各个方向，从而降 低天线的雷达散射截面。
VS
降低天线的雷达散射截面可以减少被 敌方雷达发现的可能性，提高天线的 隐蔽性和生存能力。
03
THANK S感谢观看
左手材料的特殊性质可以改变电磁波的相位和振幅，使天线更加高效地发射和接 收电磁波。
负折射率材料
负折射率材料一、负折射率材料历史及研究现状负折射率材料(NIMs，Negative index materi—als)是指一种介电常数e 和磁导率同时为负值的材料，具有负群速度、负折射效应、逆多普勒效应、逆切仑科夫辐射、理想成像等异常的物理性质。
这种被称为负折射率材料(“左手材料”)的人工复合材料在固体物理、材料科学、光学和应用电磁学领域内开始获得愈来愈广泛的青睐，对其的研究正呈现迅速发展之势。
负折射率材料的这些异常特性，使其在固体物理、材料科学、光学和应用电磁学领域获得愈来愈广泛的青睐，世界各国对其的研究正呈现迅速发展之势。
到目前为止，负折射率材料已经在微波、太赫兹波、红外以及可见光波段被证实，并已经开始进行应用领域的研究与探索。
这种负折射率系数介质的人工复合材料在理论与实验上引起了广泛关注。
早在1967年Veselago首先研究了这种负折射率系数材料(1eft—handed media)，他用方程证明这种材料具有负的光学折射率。
由于传统材料的折射率为正数，我们通常称这种材料为正折射率材料。
负折射率材料具有一些奇特的光学与电磁学性质，比如Doppler效应与Cherenkov辐射的逆转、交界面上的反常折射、原子自发辐射率的特殊改变等现象在负折射率材料中都会出现。
电磁波在这种材料中的传播特性与在一般材料中相比有很大的不同。
负折射率材料的出现，颠覆了～般材料中所普遍遵循的“右手规律”。
而它的出现却是源于上世纪60年代前苏联科学家的假想。
物理学中，介电常数e和磁导率p是描述均匀媒质中电磁场性质的最基本的两个物理量。
在已知的物质世界中，对于电介质而言，介电常数e和磁导率u都为正值，电场、磁场和波矢三者构成右手关系，这样的物质被称为右手材料(right-handexlmalefials，RHM)。
这种右手规则一直以来被认为是物质世界的常规，但这一常规却在上世纪60年代开始遭遇颠覆性的挑战。
1968年，前苏联物理学家Veselago在前苏联一个学术刊物上发表了一篇论文，首次报道了他在理论研究中对物质电磁学性质的新发现，即：当e和肛都为负值时，电场、磁场和波矢之间构成左手关系。