Ultradünner, dreibandiger Metamaterial-Absorber mit 99,9 % Effizienz und Weitwinkelstabilität für konforme X/Ku-Band-Anwendungen

Zusammenfassung

In dieser Arbeit wird ein ultradünner und flexibler Metamaterial-Absorber (MA) mit drei Absorptionspeaks vorgestellt. Der vorgeschlagene Absorber ist so gestaltet, dass drei Absorptionspeaks bei 8,5, 13,5 und 17 GHz (X- und Ku-Band) mit Absorptionswerten von 99,9 %, 99,5 % bzw. 99,9 % auftreten. Die vorgeschlagene Struktur ist nur 0,4 mm dick, was etwa 1/88, 1/55 und 1/44 der jeweiligen Freiraumwellenlängen der Absorptionsfrequenzen in den verschiedenen Bändern entspricht. Der MA ist aufgrund seiner symmetrischen Geometrie polarisationsunempfindlich. Zudem weist die Struktur eine minimale Absorption von 86 % (TE-Einfall) innerhalb eines Einfallswinkels von 60° auf. Für TM-Einfall zeigt der Absorber mehr als 99 % Absorptionsvermögen bis zu 60° Einfallswinkel. Oberflächenstrom- und elektrische Feldverteilungen wurden untersucht, um den Absorptionsmechanismus zu analysieren. Parameteranalysen wurden zur Absorptionsoptimierung durchgeführt. Darüber hinaus wurde die Leistung des MA experimentell an einem Testmuster mit 20 × 30 Einheitszellen, gefertigt auf einem flexiblen Dielektrikum, im Freiraum demonstriert. Unter senkrechtem Einfall zeigt der gefertigte MA nahezu perfekte Absorption an jedem Absorptionspeak für alle Polarisationswinkel, und die experimentellen Ergebnisse stimmen mit den Simulationsergebnissen überein. Aufgrund seiner Vorteile der hocheffizienten Absorption über einen weiten Bereich von Einfallswinkeln kann der vorgeschlagene Absorber in Energieernte und elektromagnetischer Abschirmung eingesetzt werden.

Einleitung

In den letzten Jahren haben Metamaterialien aufgrund ihrer exotischen Eigenschaften, wie negativem Brechungsindex [1], perfekter Abbildung [2] und inversem Dopplereffekt [3], große Aufmerksamkeit erfahren. Aufgrund dieser Eigenschaften wurden Metamaterialien für verschiedene Geräte vorgeschlagen, wie elektromagnetische (EM) Tarnkappen [4], ultrasensitive Sensorik [5], Filter [6, 7] und Absorber [8–12]. Insbesondere Metamaterial-Absorber (MAs) finden im Vergleich zu herkömmlichen Mikrowellenabsorbern in vielfältigen Bereichen Anwendung, vom Militär bis zur Unterhaltungselektronik. MAs sind tendenziell leicht und dünn.

2008 wurde ein perfekter MA erstmals von Landy et al. [13] vorgestellt. Anschließend wurden verschiedene Arten von MAs vorgestellt, wie Einband- [14, 15], Zweiband- [16–20], Mehrband- [22–27] und Breitbandabsorber [28–36]. Unter diesen ermöglichen Mehrband-MAs perfekte Absorption an mehreren diskreten Frequenzen, was Anwendungen wie Mehrbandsensorik erlaubt. Im Allgemeinen kann ein Mehrband-MA mit zwei Methoden konfiguriert werden. Die erste Methode ist die koplanare Konstruktionsmethode, bei der mehrere Resonatoren unterschiedlicher Größe zu einer Super-Einheitsstruktur kombiniert werden [37, 38]. Die zweite Methode beinhaltet das vertikale Stapeln alternierender Mehrschichtstrukturen [39, 40]. Keine dieser Methoden ist jedoch ideal für die Fertigung einer Struktur, die Mehrbandabsorption bietet. So führt die koplanare Konstruktion zwangsläufig zu einer Vergrößerung der MA-Einheitszelle, während das geschichtete Design den Nachteil großer Dicke und hohen Gewichts nicht beseitigen kann. Kürzlich wurden vereinfachte strukturelle Designs zur Erreichung von Mehrbandabsorption vorgestellt [41, 42]; dennoch muss die Absorption bei weiten Einfallswinkeln noch verbessert werden.

In dieser Arbeit schlagen wir eine Designmethode vor, die die Vorteile kompakter Größe, ultradünner Bauweise, geringen Gewichts und einfacher Fertigung vereint. Dank des Einheitszellendesigns zeigt der vorgeschlagene dreibandige MA hohe Absorption auch bei weiten Einfallswinkeln. Simulationsergebnisse offenbaren drei distinkte Absorptionsbänder mit Spitzenabsorptionswerten von 99,9 %, 99,5 % und 99,9 % bei 8,5, 13,5 und 17 GHz. Die symmetrische Struktur des MA stellt sicher, dass seine Absorption unempfindlich gegenüber verschiedenen Polarisationswinkeln ist. Zudem bietet der MA Absorption von mehr als 86 % und 99 % bei TE- bzw. TM-polarisierten Wellen mit 60° Einfallswinkel. Der Zusammenhang zwischen verschiedenen geometrischen Parametern und dem Absorptionsspektrum wurde untersucht. Zur Validierung der Absorptionsleistung wurde ein Prototyp mit 20 × 30 Einheitszellen gefertigt, und die experimentellen Ergebnisse stimmen mit den Simulationsergebnissen überein. Aufgrund seiner geringen Dicke und Wirksamkeit für einen weiten Bereich von Einfallswinkeln wurde die MA-Struktur auf einem hochflexiblen Polyimidfilm gefertigt, der in nicht-planaren und konformen Anwendungen eingesetzt werden kann.

Methoden/Experimenteller Teil

Abbildung 1 zeigt die Geometrie der Einheitszelle für den vorgeschlagenen MA, der aus einer Resonanzschicht, einer Dielektrischicht und einer metallischen Grundschicht besteht. Die Resonanzstruktur kombiniert einen Spaltringresonator (SRR), einen modifizierten Ringresonator (MRR) und acht identische 7-förmige Strukturen, die jeweils um 45° um das Zentrum der Einheitszelle gedreht sind. Die obere strukturierte Schicht und die untere Grundschicht bestehen aus 0,02 mm dickem Kupfer mit einer elektrischen Leitfähigkeit von 5,8 × 10⁷ S/m. Der Substrat wurde auf Polyimid mit einer relativen Permittivität von 2,9 und einem Verlustfaktor von 0,02 gefertigt. Die optimierten Parameter des MA sind in Tabelle 1 aufgeführt.

Schematische Geometrie einer Einheitszelle für den vorgeschlagenen MA. (a) Draufsicht, (b) Anordnung der acht 7-förmigen Resonanzstrukturen und (c) Perspektivische Ansicht einer Einheitszelle.

Die simulierten Absorptionsspektren des vorgeschlagenen MA wurden mittels Finite-Differenzen-Zeitbereichs-Methode (FDTD) bestimmt. In der Simulation wurden Einheitszellen-Randbedingungen in x- und y-Richtung angewendet, während entlang der z-Richtung die Floquet-Port-Bedingung auferlegt wurde. Zudem wurde angenommen, dass eine ebene EM-Welle die Oberfläche des MA trifft. Die Absorptionsfähigkeit (A) kann definiert werden als A(ω) = 1 – |S₁₁(ω)|² – |S₂₁(ω)|², wobei S₁₁(ω) und S₂₁(ω) die Reflexions- und Transmissionskoeffizienten sind. Da der Transmissionskoeffizient S₂₁(ω) aufgrund der totalen Reflexion der Kupfergrundschicht null ist, vereinfacht sich die Absorptionsfähigkeit zu A(ω) = 1 – |S₁₁(ω)|². Die simulierten Reflexions- und Absorptionsspektren des vorgeschlagenen MA unter senkrechtem Einfall sind in Abb. 2a dargestellt. Der vorgeschlagene MA weist drei Absorptionspeaks bei 8,5, 13,5 und 17 GHz mit Absorptionen von 99,9 %, 99,5 % und 99,9 % auf; der entsprechende Q-Faktor jedes Resonanzmodus kann 26,8, 28,4 bzw. 27,1 erreichen.

(a) Simulierte Absorptions- und Reflexionsspektren bei senkrechtem Einfall. (b) Absorptionsspektrum für verschiedene Polarisationswinkel φ. Absorption für verschiedene θ-Werte für (c) TE- und (d) TM-Polarisation.

Abbildung 2b zeigt die Absorptionsspektren der vorgeschlagenen MA-Struktur für verschiedene Polarisationswinkel. Man sieht, dass die Absorption des MA für Polarisationswinkel von 0° bis 90° stabil bleibt. Daher ist der vorgeschlagene MA unempfindlich gegenüber der Polarisation einfallender EM-Wellen. Zusätzlich untersuchten wir die Absorption im entworfenen MA bei schrägem Einfall (θ). Für TE-Polarisation, wie in Abb. 2c gezeigt, nimmt die Absorptionsfähigkeit mit zunehmendem θ ab. Dies kann daran liegen, dass steigendes θ die horizontale Komponente der elektrischen Feldstärke für TE-Wellen verringert. Daher nimmt die Effektivität des durch das einfallende elektrische Feld erzeugten Zirkulationsstroms allmählich ab. Die drei Absorptionspeaks bleiben jedoch über 86 %, wenn θ bis zu 60° ansteigt. Für TM-Polarisation, wie in Abb. 2d gezeigt, beträgt die Absorptionsfähigkeit an jedem Resonanzpeak mehr als 99 % bei θ = 60°. Dies tritt auf, weil die Absorption im vorgeschlagenen MA weniger empfindlich auf Änderungen der elektrischen Feldstärke durch eine Erhöhung von θ reagiert. Ein weiterer Vorteil des vorgeschlagenen MA ist die Stabilität der Absorptionsfrequenz, wie in Abb. 2 gezeigt, wo die drei distinkten Absorptionspeaks sich nicht signifikant ändern, wenn θ zunimmt.

Ergebnisse und Diskussion

Um eine detaillierte Erklärung der Absorption zu ermöglichen, werden die Antwortspektren für verschiedene Teile der Resonanzstruktur in Abb. 3 dargestellt. Wie in Abb. 3 gezeigt, ist jedes Element innerhalb der strukturierten Schicht für eine individuelle und intensive Resonanz verantwortlich. Als Ergebnis führt eine Kombination dieser Elemente zu perfekter Mehrbandabsorption. Als Teil des MRR-Designs wird ein quadratischer Fleck an jede Ecke des geschlossenen Ringresonators angefügt, was die elektrische Länge des Ringresonators erhöht und die Absorptionsfrequenz rotverschiebt, ohne die Strukturgröße zu vergrößern.

Beitrag einzelner Elemente zur Absorption.

Um den Mechanismus der EM-Wellenabsorption weiter zu erforschen, werden in Abb. 4 die Oberflächenstromdichteverteilungen auf der oberen und unteren metallischen Schicht entsprechend den drei Absorptionspeaks gezeigt. Man sieht, dass der Oberflächenstrom auf der oberen strukturierten Schicht bei 8,5, 13,5 und 17 GHz jeweils auf dem MRR, dem SRR und den 7-förmigen Grafikstrukturen konzentriert ist. Die Oberflächenstromverteilung offenbart auch den Ursprung der Wellenabsorption, wie in Abb. 3 dargestellt. Im Vergleich zum Oberflächenstrom auf der oberen Schicht ist die Intensität auf der unteren Grundschicht viel schwächer. Die Richtung des Oberflächenstroms auf der oberen Schicht ist antiparallel zur Grundebene, was äquivalente Stromschleifen innerhalb des MA ergibt, die einen magnetischen Dipol anregen. Gleichzeitig zeigt Abb. 5 die Amplitude des elektrischen Feldes (|E|) im MA für einfallende TE-polarisierte Wellen bei θ = 0°, 30° und 60°. Man sieht, dass das elektrische Feld bei 8,5 GHz stark auf den horizontalen Balken des MRR konzentriert ist, da der MRR bei dieser Frequenz absorbiert. Bei 13,5 GHz, wie in Abb. 5b gezeigt, ist die perfekte Absorption auf die LC-Resonanz im SRR zurückzuführen. Schließlich ist die Absorption bei 17 GHz auf eine Dipolresonanz im inneren Fleck zurückzuführen. Die Resonatoren in der oberen Schicht entwickeln auch elektrische Resonanzen. Sowohl die magnetischen als auch die elektrischen Resonanzen tragen zur starken EM-Absorption in der vorgeschlagenen Struktur bei. Zudem zeigt Abb. 5, dass die Feldintensität mit zunehmendem θ abnimmt. Folglich nimmt die EM-Wellenabsorption mit der Zunahme von θ ab.

Simulierte Oberflächenstromverteilung auf der oberen strukturierten Schicht und unteren Grundschicht bei (a), (d) 8,5, (b), (e) 13,5 und (c), (f) 17 GHz.

Absoluter Wert der elektrischen Feldverteilung (|E|) im MA für TE-Polarisation bei verschiedenen Einfallswinkeln θ von (a) 8,5, (b) 13,5 und (c) 17 GHz.

Abbildung 6 zeigt die Auswirkungen der MA-Geometrie auf die Absorption im vorgeschlagenen MA. Wie in Abb. 6a gezeigt, verschieben sich die Resonanzfrequenzen bei zunehmendem a zu höheren Frequenzen. Der Zusammenhang zwischen der Spaltbreite b des SRR und dem Absorptionsspektrum ist in Abb. 6b dargestellt. Die äquivalente Kapazität nimmt mit zunehmendem b ab; somit verschiebt sich der mittlere Resonanzpeak zu höheren Frequenzen. Die unteren und oberen Absorptionspeaks bleiben jedoch fast unverändert, was eine praktische Möglichkeit bietet, einzelne Absorptionsfrequenzen abzustimmen. Zudem wird die Abhängigkeit der Absorption von der Ringbalkenbreite w₂ in Abb. 6c dargestellt, wo sowohl die untere als auch die mittlere Resonanzfrequenz bei zunehmendem w₂ rotverschoben wird. Mit steigendem w₂ nimmt die äquivalente Kapazität zu, da der Abstand zwischen SRR und MRR abnimmt, was die untere und mittlere Resonanzfrequenz rotverschiebt. Schließlich bewirkt eine Erhöhung der Balkenbreite w₃ eine Rotverschiebung der oberen Resonanzfrequenz, wie in Abb. 6d gezeigt. Da der Resonanzmodus durch den inneren 7-förmigen Fleck bestimmt wird, erhöht ein steigendes w₃ auch die äquivalente Induktivität des inneren Resonators. Daher zeigt die Resonanzfrequenz eine Rotverschiebung.

Absorptionsspektrum des MA für verschiedene Strukturparameter: (a) Einheitszellenperiodizität a, (b) SRR-Spaltbreite b, (c) MRR-Ringbalkenbreite w₂, (d) 7-förmige Fleckbreite w₃.

Ein 240 mm × 160 mm großer Prototyp, entsprechend 20 × 30 Einheitszellen, wurde gefertigt, wie in Abb. 7a gezeigt. Bei der Probenvorbereitung wurde eine dünne Kupferschicht auf die Oberfläche des Polyimids aufgedampft, und anschließend wurden die Strukturen per Laserablation geätzt. Der Messaufbau ist in Abb. 7b dargestellt, wobei die Absorption in der Probe mit der Freiraummethode getestet wurde. Ein Paar Hornantennen war mit einem Vektor-Netzwerkanalysator (Rohde & Schwarz ZVA 40) verbunden, um die Reflexion von der Probe zu messen. Das Reflexionsspektrum für eine Kupferplatte gleicher Größe wie die gefertigte Probe wurde gemessen und als Referenz verwendet. Die Probe wurde dann an derselben Position platziert und die tatsächliche Reflexion von der Probe wurde berechnet, indem die beiden gemessenen reflektierten Leistungen subtrahiert wurden. Abbildung 8a zeigt das von der Kupferplatte und der gefertigten Probe gemessene Reflexionsspektrum, während die Absorptionsfähigkeit des MA in Abb. 8b dargestellt ist. Die gemessene Absorption beträgt 96 %, 97 % und 94 % bei 8,7, 14,1 und 17,6 GHz. Im Vergleich zu den Simulationsergebnissen verschieben sich die Absorptionspeakfrequenzen aufgrund von Fertigungstoleranzen und Unterschieden in der Permittivität des Substrats leicht in Richtung höherer Frequenzen.

(a) Gefertigter MA-Prototyp. (b) Messaufbau.

(a) Reflexionskoeffizient und (b) Absorptionsfähigkeit des MA bei senkrechtem Einfall.

Abbildung 9 zeigt die Absorption im MA, gemessen bei verschiedenen Polarisationswinkeln φ = 0°, 30° und 60°. Das Ergebnis zeigt, dass die vorgeschlagene Struktur unempfindlich gegenüber dem Polarisationswinkel ist. Abbildung 10 zeigt die gemessenen Absorptionsspektren für TE- und TM-Polarisation bei θ = 30° und 60°. Die Absorption für beide Polarisationen bleibt über 95 %, wenn θ = 60° für alle Absorptionspeaks beträgt.

Gemessene Absorption für verschiedene Polarisationswinkel unter senkrechtem Einfall.

Simulierte und gemessene Absorption für verschiedene Einfallswinkel: (a) TE- und (b) TM-Polarisation.

Wie bereits erwähnt, wurde der vorgeschlagene MA auf einem hochflexiblen Polyimidfilm gefertigt, der in nicht-planaren Anwendungen eingesetzt werden kann. Wie in Abb. 11a gezeigt, wurde der Absorber gebogen und an einen Zylinder mit 8 cm Radius angebracht, und seine Absorption wurde dann gemessen. Abbildung 11b zeigt die Absorptionsspektren für den flachen und den konformen Absorber. Man beobachtet, dass die Absorptionsfähigkeit beider Absorber ähnlich ist. Zudem war die Spitzenabsorption an den drei Resonanzfrequenzen vor und nach dem Biegen ähnlich, was für konforme Anwendungen wichtig ist.

(a) Flexibler Absorber, angebracht an einem Zylinder. (b) Absorptionsspektren des flachen und konformen MA.

Fazit

In dieser Arbeit wird ein ultradünner, flexibler MA mit drei Absorptionspeaks vorgestellt. Im Vergleich zu früheren Designs ist unser vorgeschlagener Absorber ultradünn mit einer Gesamtdicke von 0,4 mm, was etwa 1/88 der Freiraumwellenlänge der unteren Absorptionsfrequenz entspricht. Der vorgeschlagene dreibandige Absorber zeigt hohe Absorption bis zu einem Einfallswinkel von 60° (über 86 % und 99 % für TE- und TM-Polarisation). Gleichzeitig stellt die Symmetrie der Struktur sicher, dass die Absorption unempfindlich gegenüber Polarisationsänderungen ist. Ein MA mit 20 × 30 Einheitszellen wurde gefertigt und für verschiedene Einfallswinkel gemessen. Die Ergebnisse zeigen, dass der MA hohe Absorption bei großen Einfallswinkeln aufweist. Der Absorber wurde auf einem flexiblen Polyimidfilm gefertigt, der sich leicht in nicht-planaren und konformen Anwendungen einsetzen lässt. Der vorgeschlagene Absorber hat großes Potenzial für Anwendungen in Energieernte und elektromagnetischer Abschirmung.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle Daten sind uneingeschränkt vollständig verfügbar.

Abkürzungen

MA:

Metamaterial-Absorber

EM:

Elektromagnetisch

SRR:

Spaltringresonator

MRR:

Modifizierter Ringresonator

FDTD:

Finite-Differenzen-Zeitbereich