超構天線：原理、器件與應用?

馬曉亮 李雄 郭迎輝 趙澤宇 羅先剛

(中國科學院光電技術研究所,微細加工光學技術國家重點實驗室,成都 610209)

超構天線：原理、器件與應用?

馬曉亮 李雄 郭迎輝 趙澤宇 羅先剛?

(中國科學院光電技術研究所,微細加工光學技術國家重點實驗室,成都 610209)

(2017年4月17日收到;2017年5月14日收到修改稿)

自從電磁波被發現和應用以來,利用各種材料或者結構調節電磁波的輻射行為、構造高性能的電磁輻射器件一直是研究人員的追求目標.經過百余年的發展,電磁輻射器件的方向性提高、帶寬拓展等技術逐漸達到瓶頸.受自然材料電磁特性的限制,微帶天線、喇叭天線等傳統電磁輻射器件存在體積重量大、工作帶寬窄、無法快速動態調控等缺陷,難以滿足日益發展的通信技術的需求.近年來出現的亞波長結構可在深度亞波長尺度下調控電磁波的傳輸行為,出現了多種奇異的電磁現象,完善了傳統的電磁學理論,在一定程度上突破了傳統材料電磁特性的限制,形成全新的電磁輻射技術,有效解決了傳統天線存在的口徑大、厚度高、帶寬窄等難題,促進了電磁學、光子學、材料學等領域的發展.這種基于超構材料的新型天線可以被稱為超構天線,具有高方向性、低副瓣、超寬帶、可重構等傳統天線難以實現的功能.本文主要回顧了近年來基于亞波長超構材料的超構天線技術的發展現狀和取得的成果,介紹了超構材料在亞波長尺度下對電磁波振幅、相位、偏振態等的衍射調控機理,以及在此基礎上形成的新型輻射器件,例如相控陣天線、高方向性天線、低雷達散射截面天線,基于亞波長結構的多種偏振調控器件及其在天線中的應用等.在衍射極限尺度下,這種亞波長結構的調控行為可有效提升電磁輻射器件的方向性、帶寬,并可重構天線的工作頻率、偏振態等性能.

亞波長結構,超構材料,超構天線,衍射調控

1 引 言

1886年,赫茲在德國卡爾斯魯厄工學院建立了世界上第一套實驗室中的天線系統,驗證了電磁波用于無線傳輸的可能,為信息傳遞方式的改變提供了理論和技術基礎.20世紀初,古利莫·馬可尼成功地將天線從實驗原型樣機應用于商業通信,使人類社會正式進入無線通信時代.經過一個世紀的發展,無線通信技術已經成為人們日常生活必不可少的組成部分,使人們探索世界的腳步越走越遠,也為人類探索宇宙深處提供了基本保證.作為無線通信技術的核心,天線等輻射器件的性能成為決定無線通信能力的關鍵因素之一.經過百余年的發展,人們設計和制造了多種不同結構和功能的天線,包括偶極子天線、微帶天線、喇叭天線、螺旋線天線等;天線的功能和工作頻段也在不斷拓展,微波天線、太赫茲天線甚至光學天線都已經得到廣泛應用.

隨著現代通信技術、雷達探測技術等對定向通信、保密通信等的需求不斷增加,高方向性天線、波束掃描天線以及多頻段、多偏振態天線等具有特殊功能的天線正在成為基礎研究和工程應用的熱點.傳統技術手段中,天線方向性的提高依賴于天線口徑的增大,因此應用于雷達探測、遠距離通信的天線體積和重量龐大,不利于在空基、天基等系統中的應用.近些年發展起來的相控陣天線技術,通過在天線陣列單元中加載傳輸/接收（T/R）組件,實現對天線輻射波束掃描和波束賦形.然而T/R組件的體積和重量也較大,成本較高.受制于傳統電磁學理論和自然界材料電磁特性的限制,往往不得不接受這種以犧牲體積和重量的方式獲得天線方向性的提升以及波束掃描等能力;而從硬件上來說,傳統技術手段難以實現工作頻率、輻射偏振態等可動態調控的天線.另外,傳統技術手段中,對天線等輻射器件的隱身大多通過頻率選擇表面天線罩以及機械控制天線非工作狀態時的轉向等方式,以降低輻射器件被雷達探測的概率,但是這種方法難以兼顧天線正常工作狀態下的隱身.這也是輻射技術和隱身技術存在的難以解決的矛盾.

隨著對電磁波衍射行為的深入研究,人們發現在衍射極限尺寸下的深度亞波長結構中存在一些異常的衍射現象.1998年,法國Louis Pasteur大學的Ebbesen等[1]發現,電磁波通過由直徑小于波長的小孔組成的陣列結構時,其透射率明顯高于傳統基爾霍夫衍射理論得到的衍射場強度,并將該現象稱為異常透射現象(extraordinary optical transmission,EOT).通過對其物理本源的分析,發現在光波照射下,金屬和介質的交界面處產生表面等離子體,且表面等離子體在沿金屬-介質界面傳播以及二次輻射的過程中發生衍射,衍射波在遠場發生干涉,形成了異常電磁透射現象.在傳統理論中,電磁波在通過亞波長小孔后,將發生全方向的衍射.而通過在亞波長小孔周圍設計一系列周期性的溝槽結構,可大大壓縮透射波的波束角度,實現異常的定向輻射[2].研究結果表明,溝槽結構對表面波的衍射調控在這種異常定向輻射現象中起到了決定性的作用.基于亞波長結構衍射調控性能的電磁輻射技術,為逼近甚至突破傳統電磁輻射器件的方向性與口徑之間的依賴關系提供了新的技術途徑.

上述具有代表性的異常衍射現象,證明了亞波長結構中存在某些特定的物理機理,可以使電磁波在通過亞波長金屬結構后,表現出自然界的材料或者結構難以實現的調控作用,為利用亞波長結構構造高效電磁輻射器件創造了可能性.在上述亞波長結構現象和理論指導下,研究人員提出了多種基于亞波長結構的新型電磁輻射理論,并構造出一系列高性能電磁輻射器件,包括寬帶天線、小型化天線、超寬帶偏振調控天線、可重構電磁輻射器件,以及納米尺寸的激光器等,促進了電磁輻射技術的快速發展.基于亞波長超構材料的新型天線具有傳統天線器件難以實現的電磁功能,因此也被稱為超構天線(meta-antenna)[3,4].

本文對近年來發展迅速的亞波長結構輻射技術進行綜述,主要從以下幾方面介紹了亞波長結構對電磁輻射性能的調控：1)亞波長超構材料及其在高方向性和低雷達散射截面(radar scatting sections,RCS)天線中的應用;2)相位調制型亞波長超構材料及相控陣天線技術;3)亞波長結構偏振調控技術及其在天線中的應用.綜述內容包括亞波長結構對電磁波的調控機理、調控方法和應用等方面,并對亞波長結構的電磁輻射技術的發展趨勢做了分析和展望.

2 基于超構材料的高性能天線輻射調控技術

相比于自然界存在的材料,超構材料具有更加優異的電磁調控能力,在電磁波的振幅、相位調控方面具有前所未有的靈活性,并且其色散特性可人為設計,為構造具有高方向性、低副瓣、寬頻帶等特性的高性能天線提供了技術基礎.本節主要介紹亞波長結構在提高天線的方向性、降低天線的RCS水平等方面的應用.

2.1 基于亞波長結構的高方向性天線

天線的方向性系數是表征天線定向輻射能力的一個重要指標,是指天線在某一方向上輻射的能量與全向天線在該方向上的輻射能量的比值.方向性越高,說明在相同的輻射功率條件下,天線信號的傳輸距離越遠,因此提高天線的方向性是天線領域研究人員的一個重要目標.傳統技術中,天線方向性的提升主要通過增加天線的口徑來實現,進而導致天線的體積和重量相應增加,不利于天線系統的集成化.

亞波長超構材料的出現為提高天線的方向性提供了全新的技術途徑.主要的技術方案包括在天線上加載光子晶體(photonic crystal)[5-9]、零折射率材料[10-13],以及構造法布里-珀羅共振腔等方式.光子晶體是指由介電常數呈周期性分布的電介質組成的人工結構材料,根據組成光子晶體的介質材料的排布方式,可分為一維、二維和三維光子晶體.圖1(a)為二維光子晶體結構示意圖,其由周期性排布的介質棒組成,在該結構中引入缺陷態,可產生與自然界晶體的電子能帶類似的光學帶隙(photonic band-gap)(圖1(b)).入射的電磁波將被局域在該缺陷態中傳播,從而實現對電磁波傳播方向的定向調控.通過人為設計光子晶體的介電常數分布,構造所需頻段的光子帶隙,可使處于帶隙中的電磁波沿著人為設定的方向傳播.將這種光子晶體引入到傳統天線設計中,可以有效壓縮天線的輻射方向角,達到控制電磁輻射、構造高方向性天線的目的.在圖1(a)所示的光子晶體中嵌入單極子天線,光子晶體可將傳統天線輻射的全向電磁波轉換為沿單一方向輻射的定向電磁波,天線的輻射方向圖見圖1(c)[6].天線的E面和H面的半功率波束寬度都為13°,計算得到天線的方向性系數由1.6 dB增加到23.9 dB.

加載一維光子晶體作為覆層的新型貼片天線結構如圖1(d)所示[7].圖1(e)和圖1(f)分別為加載光子晶體覆層之前和之后的天線輻射方向圖.從圖中可以看出,加載光子晶體覆層結構后,貼片天線的E面和H面的輻射波束與未加光子晶體覆層時相比得到了明顯的壓縮；天線的方向性系數由8 dB提高到20 dB.

圖1 基于光子晶體的高方向性天線 (a)典型的二維光子晶體結構示意圖;(b)光子晶體能帶結構示意圖;(c)嵌入三維光子晶體的單極子天線輻射方向圖[6];(d)加載光子晶體覆層的貼片天線;(e),(f)分別為未加載和加載光子晶體覆層時天線E面和H面的方向圖[7].Fig.1.High directivity antennas based on photonic crystals：(a)Scheme of the two-dimensional photonic crystal; (b)photonic band-gap of 2-D photonic crystal;(c)radiation pattern of monopole antenna inserted in 3-D photonic crystal[6];(d)patch antenna with photonic crystal clad;(e),(f)are the radiation patterns of the patch without and with photonic crystal clad[7].

除了光子晶體之外,具有近零折射率的亞波長超構材料也可用于構造高方向性天線.根據斯涅耳定律可知,當材料的折射率為零時,對于任意的入射角,折射角都等于零,如圖2(a)所示.然而自然界中折射率為零的材料是不存在的,利用超構材料對電磁波的調控特性,可以構造具有任意等效折射率的人工電磁媒質.Pendry等提出合理利用電諧振結構[14]和磁諧振結構[15],可以構造出具有負折射率特性的超構材料.利用相似的原理,可以構造折射率等于零或者接近零的超構材料.

在天線輻射面上覆蓋零折射率材料后,天線的輻射場將沿著材料的法線方向傳播,從而提高天線的方向性.例如,將傳統的單極子天線嵌入具有零折射率的多層超構材料中,如圖2(b)所示,單極子天線的全向輻射特性會被零折射率材料調制為定向輻射.加載零折射率材料后,天線的E面和H面的半功率波束寬度分別為8.9°和18.3°,方向性系數由原來單極子天線的1.64 dB增加到25.7 dB[16],如圖2(c)所示.零折射率超構材料還可以加載到傳統的喇叭天線的輻射口徑面上,進一步提高喇叭天線的輻射性能.圖2(d)為加載了零折射率材料的喇叭天線結構示意圖,其中的零折射率材料由二維金屬線“漁網結構”組成[13].從圖2(e)所示的天線遠場方向圖可以看出,在零折射率超構材料的工作頻率處,加載了近零折射率亞波長結構的喇叭天線的輻射波束寬度變窄,輻射方向性系數明顯提高,其方向性與口徑之間的關系接近理論的衍射極限.通過結構參數的合理設計,這種二維漁網結構可在不同諧振頻點處針對不同的偏振態具有零折射率.將這種雙工作頻點和雙偏振態的零折射率材料作為覆層加載到傳統微帶天線上,可構造高方向性的多功能天線,如圖2(f)所示[17].圖2(g)和圖2(h)為該天線在高頻諧振頻點處y偏振下的E面和H面輻射方向圖.從圖中可以看出,加載零折射率材料后,天線的增益水平由原來的6 dB增加到19 dB,輻射性能得到顯著提升.圖2(i)和圖2(h)為具有梯度折射率分布的超構材料,其單元結構由不同結構參數的矩形金屬環組成,其等效折射率變化范圍覆蓋1.2—3.7,且材料中心處的等效折射率最高,沿徑向遞減[11].測試結果顯示,該超構材料可在65%的工作帶寬范圍內將傳統天線的增益提高8 dB.通過具有更高空間填充效率的分形幾何結構構造零折射率超構材料,可有效降低超材料單元的尺寸,增加材料的均勻性,提高超構材料等效電磁參數以及天線設計的準確性[18].

圖2 基于零折射率超構材料的高方向性天線 (a)零折射率材料中的折射示意圖;(b),(c)分別為嵌入零折射率材料中的單極子天線及其輻射方向圖[16];(d),(e)加載零折射率超構材料的喇叭天線及其方向圖[13];(f),(g),(h)為加載零折射率材料的雙偏振貼片天線及其x偏振和y偏振方向圖[17];(i),(j)基于梯度折射率超構材料的天線及其增益曲線[11].Fig.2.High directivity antennas based on zero refraction index metamaterials：(a)Refraction in zero-index materials;(b)and(c)are the monopole antenna inserted in zero-index metamaterial and its radiation pattern[16];(d)and (e)are the horn antenna with zero-index metamaterial clad and its radiation pattern[13];(f)–(h)are respectively the dual polarization patch antenna with zero-index metamaterial clad and the radiation pattern of x-polarization and y-polarization[17];(i)and(j)are the antenna with gradient-index metamaterial cover and its gain spectra[11].

除了上述兩種調制天線輻射性能的亞波長結構之外,還有基于部分反射表面[19]、頻率選擇表面[20-22]以及漸變折射率超構材料[23,24]的新型平面天線,前兩者的原理是通過在超構材料與平面天線的接地板之間構造法布里-珀羅(F-P)諧振腔結構,達到對電磁波的輻射方向進行調控的目的.通過亞波長結構設計,可以設計具有任意工作頻段的反射表面,此外還可通過人工磁導體等超構材料的反射相位調控性能實現對諧振腔高度的壓縮,從而降低天線整體的剖面高度.

通過零折射率超構材料和光子晶體的方法構造高方向性天線,在降低天線口徑尺寸等方面具有重要價值.這種方法的主要缺陷在于其工作帶寬一般較窄,適用于偶極子天線、微帶天線等方向性較低且工作頻帶較窄的天線.而具有漸變折射率的超構材料,可有效避免零折射率材料具有的窄帶缺陷,將其與傳統天線技術相結合,可在寬帶范圍內提高天線的輻射方向性.

2.2 基于亞波長結構的低RCS天線

隨著電子對抗技術的發展,各國對飛行器的隱身性能需求越來越迫切,雷達探測與目標(尤其是飛行器)的隱身技術已成為電子對抗中最主要的對抗領域之一.而隨著飛行器RCS的不斷減小,機載天線系統對飛行系統RCS的貢獻越來越大.傳統的電磁吸收材料不具有頻率選擇功能,加載到天線上用以降低天線的RCS會同時降低天線的輻射性能,從而導致天線的RCS縮減與輻射性能之間的矛盾.超構材料的出現為解決這一矛盾提供了有效的技術途徑.通過在傳統天線結構中加載具有頻率選擇特性的電磁吸收結構,可以在實現對外界入射的電磁波吸收的同時,不影響天線本身的輻射性能,從而提高天線的隱身能力.實現天線RCS縮減的超構材料主要包括電磁吸收型結構和電磁散射型結構,其中電磁吸收結構將入射的電磁波轉換為表面波并且通過材料自身的阻抗特性轉換為歐姆損耗等形式,從而降低天線的反射波能量[25,26];而電磁散射型超構材料是將入射的電磁波散射到非威脅方向,降低天線在來波方向上的反射強度,達到降低天線RCS的目的[27,28].

圖3給出了部分利用超構材料解決天線RCS降低和輻射性能之間矛盾的實例.圖3(a)為利用電磁吸收型亞波長結構實現天線RCS縮減并提高天線輻射增益的微帶天線結構[25].作為天線覆層的超構材料包含兩層結構,上表面為具有電磁吸收功能的亞波長方形金屬環結構,每個環形結構中加載了四個電阻,調節結構的表面阻抗以實現寬帶的電磁吸收.材料的下表面為具有帶通特性的部分反射表面,其與天線的接地板形成F-P腔結構,從而在諧振頻點處提高天線的輻射增益.加載亞波長結構后,在6—14 GHz范圍內天線的RCS水平降低了4 dB(圖3(b)),天線的增益在11.4 GHz處由7 dB增加到13 dB,大幅提升了天線的輻射性能和隱身能力,同時實現了在工作頻帶范圍內降低天線的RCS(圖3(c)).

圖3(d)所示為基于散射調控型超構材料的低RCS天線[27].在波導縫隙天線的出射面上加載二維相位調控型亞波長結構,通過在二維方向上構造反射式相位梯度,將入射的電磁波反射到其他方向,從而降低天線正方向的RCS.天線的正向反射率如圖3(e)所示,在4.0—8.0 GHz范圍內大幅度降低了天線正向的反射率.此外,引入超構表面后,天線的等效口徑效率得以提升,因此其增益水平在5.4—5.9 GHz范圍內提升了2 dB以上.圖3(g)為同時具有天線RCS縮減以及工作頻率動態調控復合功能的新型微帶天線[28].天線的覆層材料與圖3(a)中的超構材料覆層相似,為電磁吸收材料和部分反射表面雙層結構的超構材料,可實現天線RCS的縮減;而在天線的接地板上加載反射相位可調控的超構表面,該動態超構表面與覆層材料中的部分反射表面構成可動態調諧的F-P腔結構,可動態調節天線的最大輻射增益對應的頻率.結果顯示該天線在7—14 GHz范圍內RCS得到明顯縮減,如圖3(h)所示,同時天線的輻射增益峰值對應的頻率可在9—10 GHz范圍內動態調節.

除了上述的高方向性和低RCS天線之外,亞波長超構材料在降低天線的副瓣、提高天線的工作帶寬和降低天線的尺寸等方面也有明顯的優勢.例如利用超構材料構造的軟表面[29],加載到傳統喇叭天線垂直于電場方向的內壁,通過超構材料的寬帶的阻抗匹配特性,在超過一個倍頻的寬帶范圍內降低天線的副瓣水平,同時該超構材料的等效折射率的虛部極小,帶來的損耗可以忽略不計,因此不會引入額外的電磁損耗.此外,亞波長結構材料的色散可調控特性在拓展傳統窄帶天線的工作帶寬方面也有重要應用價值[30].例如通過左右手復合材料構造的寬帶微帶圓極化天線,可將傳統微帶天線的相對工作帶寬拓展到45%以上[31].超構材料的等效電磁參數可人為設計的特性在降低天線的尺寸、構造小型化天線方面也取得了良好的應用效果.例如利用高等效介電常數的超構材料作為天線的襯底材料,可有效降低天線的尺寸[32,33];基于超構材料構造的人工磁導體,其反射相位與金屬反射相位相比相差180°,將該材料作為諧振腔的反射面,可以大大降低諧振腔的高度[19,34].

圖3 基于亞波長超構材料的低RCS天線 (a)基于電磁吸收型超構材料的低RCS天線;(b),(c)分別為圖(a)中天線的RCS曲線和增益曲線[25];(d)基于電磁散射型超構材料的低RCS天線;(e),(f)分別為天線的反射率和增益結果[27]; (g)可實現頻率動態調控的低RCS天線;(h),(i)分別為天線的RCS曲線和增益曲線[28]Fig.3.Low RCS antenna based on metamaterials：(a)Low RCS antenna based on absorption metamaterial; (b)and(c)are respectively the spectra of RCS and gain[25];(d)low RCS antenna based on scattering metamaterial; (e)and(f)are the re fl ectivity and gain spectra[27];(g)frequency tunable low RCS antenna;(h)and(i)are the RCS and gain spectra[28].

3 相位調制型超構材料及相控陣天線技術

電磁波在傳播過程中,其相位由介質材料的折射率n和傳輸距離l決定,即ΔΦ=2πln/λ,其中λ為波長.可以看出,傳統光學技術中,光學相位的調控主要通過光程的累積來實現,因此傳統光學器件必須利用相當厚度的材料以及特定的面形實現對入射光波前的調控,導致傳統器件的體積和重量較大,難以實現小型化和集成化.而在微波天線技術中,相位調控也是構造高性能天線的必要技術.例如微帶陣列天線技術中,天線單元之間的相位匹配需要通過一定長度的金屬微帶線來實現.這種相位調控方法使得陣列天線的設計較為復雜,天線的體積難以小型化.

亞波長超構材料的出現有效彌補了傳統材料在電磁波相位調控方面的缺陷.通過超構材料單元中人為設計的亞波長結構,將入射的傳播波轉換為結構中的表面波,通過亞波長結構的傳輸相位或者諧振相位調控方式,甚至是這兩種方式的結合,可有效調節表面波的相位,進而實現對輻射波相位的調控[35-39].

3.1 超構材料相位調控原理

亞波長金屬狹縫結構是實現傳輸型相位調控的有效方式,如圖4(a)所示,通過調控金屬狹縫的寬度,可有效調節電磁波的出射相位.這種相位調控方式主要工作在光波段,其本質是通過調節在金屬-介質界面產生的表面等離子體的傳播常數,從而實現對相位的調控.這種結構被廣泛應用于光學超構材料器件中,包括平面光束偏折器件[40-42]、平面透鏡[43-47]等.

而在微波、毫米波等波段,難以在金屬表面激發出表面等離子體,大多通過另一種方式調節電磁波的相位,即構造等效諧振電路的方法[35,36,48].通過構造出諧振型亞波長結構,將其等效為諧振電路形式,如圖4(b)所示,結構中垂直于電場的金屬縫隙可以等效為諧振電路中的電容,平行于電場的金屬線可以等效為電路中的電感.根據麥克斯韋方程組,可以看出這種具有特定阻抗特性的人工表面結構可以有效調節電磁波的相位以及振幅.這種相位調控型亞波長超構材料的厚度遠遠小于波長,可以看作二維表面結構,也被稱為超構表面(metasurface).

在上述兩種相位調控機理的基礎上,可以通過將這兩種相位調控方法有效結合,形成更加靈活的相位調控手段.除此之外,通過在亞波長結構中引入有源材料或者有源器件,可以實現對電磁波相位的動態調控.例如,在微波波段的亞波長結構中,加載PIN二極管或者變容二極管,可實現大范圍的相位調控[37,49,50].在太赫茲波段、紅外波段甚至可見光波段,一些電磁參數可以動態調控的材料,例如Ge2Sb2Te5(GST)[51,52]、石墨烯[53-55]、半導體[56-58]等材料,被廣泛應用于構造動態超構材料.

圖4 三種實現亞波長結構相位調控的方法 (a)基于表面等離子體的傳輸相位調控;(b)基于等效電路模型的諧振相位調控;(c)幾何相位調控Fig.4.Three methods for phase manipulation using metamamterial：(a)Propagating phase manipulation based on surface plasmon polariton(SPP);(b)resonant phase manipulation based on e ff ective circuit model;(c)geometry phase manipulation.

此外,天線的概念也從微波波段延伸至光波段,產生了用于調控光波輻射的光天線[59-61].這種光天線也是實現局域相位調控的有效方式,其基本原理是亞波長結構與光波相互作用過程中產生的幾何相位[62-66].Berry[67]和Anandan[68]分別從量子力學和光波偏振轉換的角度對幾何相位進行了研究和闡述,得到了幾何相位僅與系統演變的幾何路徑相關.如圖4(c)所示的亞波長結構,在圓偏振電磁波透過該結構時,出射場中的交叉分量的相位延遲等于結構與坐標軸的夾角α的2倍.

3.2 基于亞波長結構的波束偏折技術

控制電磁波的傳播方向在光束控制、信息傳輸、電磁隱身等領域具有重要應用價值.傳統技術手段中,電磁波傳輸方向的調控主要通過機械掃描的方式實現天線的波束在某個角度范圍內連續掃描.但是這種機械伺服系統掃描速度較慢,容易丟失目標,且體積重量龐大.而光波段,機械轉動裝置也被用于激光雷達等光束掃描系統中.此外,透鏡、棱鏡、反射鏡等器件是調控光束傳播方向的典型器件,然而受傳統折射/反射定律的限制,這些器件的厚度遠大于波長,且難以實現波束方向的動態調控.亞波長超構材料的出現,改寫了傳統的折射/反射定律,為實現小型化、平面化的波束調控提供了有效技術途徑.

3.2.1 微波波段波束偏折技術

根據陣列天線原理,通過調節陣列天線中每個輻射單元的出射相位,可以實現天線輻射方向的有效控制.其基本原理如圖5(a)所示,當相鄰天線之間的相位差為Δφ時,出射波束方向角θ=arcsin[-Δφ/(kd)],其中k為波矢,d為相鄰天線之間的間距.

構建亞波長相控陣天線的本質是設計具有相位調制功能的亞波長結構,在出射平面上形成一定的相位梯度,從而控制出射電磁場的傳播方向.研究人員提出了多種亞波長相位調制結構,以實現平面輻射波束控制.圖5(b)—(d)分別為幾種典型的諧振式亞波長相位調控結構,包括矩形縫隙諧振結構[69,71]、環形縫隙結構[36]和工字型諧振結構[70].通過調節這幾種亞波長結構的縫隙部分的結構參數,可以有效調節其諧振性能,實現對出射電磁波相位的調控.微波頻段中,常在上述幾種諧振式亞波長結構中加載PIN二極管、變容二極管等元件,可實現出射相位的動態調節.

圖5 (a)亞波長結構相控陣工作天線原理示意圖;典型的相位調制型亞波長結構;(b)矩形縫隙諧振結構[69]; (c)環形縫隙諧振結構[36];(d)工字型諧振結構[70]Fig.5.(a)Scheme of the principle for phased array antennas;typical unit cells of metamaterial for phase manipulation,including(b)square slot structure[69],(c)ring slot structure[36],and(d)I-shape structure[70].

圖6所示為幾種典型的微波波段實現輻射方向調控的亞波長天線結構,包括靜態的波束偏折和動態波束掃描亞波長結構天線.圖6(a)中的靜態波束偏折亞波長結構[37],其單元由金屬薄膜上的環形縫隙結構組成.將具有不同環形縫隙半徑和寬度的單元結構按照一定的相位梯度分布排列,實現將正入射的平面波束偏轉到偏離法向17.5°的方向,其遠場輻射場分布如圖6(b)所示.這種通過單元結構幾何參數的變化實現相位調節的方式構造的波束偏折器件,僅能實現定向的輻射方向調控,而不能達到動態波束掃描的目的.通過在單元結構中引入變容二極管、PIN二極管等動態調控元件,可以構造超構材料相控陣天線.圖6(c)所示為基于變容二極管的動態超構材料相控陣天線[72],其由6層相位調控亞波長超構材料和微帶天線陣列饋源組成.通過控制每排單元結構中的二極管兩端的電壓值,在超構材料的出射面上形成動態可調的相位梯度,進而將饋源天線沿法線方向輻射的電磁波偏轉到不同的角度,波束偏轉范圍約為30°.

亞波長結構對電磁波的奇異調制特性在于其電磁調制能力與人工結構密切相關,通過結構的合理設計以實現多種自然界的材料所不具有的復合功能.在基于亞波長結構構造的相控陣天線中,可以通過結構設計,使其同時具有偏振調控[50,74]、散射特性調控[75]等能力.圖6(e)所示的亞波長結構相控陣天線[73],將相位調控結構與圓偏振輻射相結合,在將饋源天線入射的線偏振電磁波轉換為圓偏振電磁波的同時,實現天線輻射波束在±45°范圍內動態掃描,如圖6(f)所示.圖6(g)為同時具有偏振動態調制功能的亞波長結構,其單元結構為傳輸陣列(transmitarray)形式[50].單元結構中加載變容二極管的移相電路可將輻射相位在0—360°范圍內連續調控,進而在二維方向上動態偏折天線的輻射波束;而其出射面的微帶天線中加載的PIN二極管可以有效調節天線輻射場的偏振態在左旋圓偏振、右旋圓偏振、水平線偏振和垂直線偏振四種狀態之間動態切換.圖6(h)為天線在電場面上的遠場方向圖,可以看出該天線具有±60°的波束動態掃描功能.

3.2.2 可見光波段的波束偏折

從上述舉例中可以看出微波波段的相位調控主要通過構造等效諧振電路以及加載電控元件的形式實現.而在高頻波段,例如光波段、紅外波段等,入射光與亞波長結構中的金屬部分發生耦合,產生表面等離子體(surface plasmon,SP),通過結構與表面等離子體的相互作用是實現光波段相位調控的有效方式.此外,亞波長結構的尺寸為納米量級,沒有對應尺寸的電控元件,因此在該波長范圍內大多通過電磁可調諧材料實現對電磁波相位的動態調節,如石墨烯、半導體材料、相變材料等.

圖7為光波段波束偏折器件結構圖及其波束調控結果.圖7(a)為基于SP傳播相位調制的波束偏折器件[11],其通過調節金屬狹縫的寬度調控狹縫中SP的傳播常數,進而調節出射面的相位分布,從而實現定向波束偏折,其不同偏折角度對應的遠場分布如圖7(b)所示,利用不同結構參數的亞波長狹縫合理組合,分別實現了30°,45°,60°和80°的偏折.這種平面相位調控器件突破了傳統電磁學理論中折射定律對光學器件面形的限制,改寫了折射定律[76].隨后,這種利用金屬狹縫結構中SP傳輸相位調控結構被用于構造多種光學平面聚焦[43]和波束偏折器件[44],在實驗上驗證了該方法的可行性.

通常情況下,這種相位調控存在較大的色散,不能滿足寬帶的波束偏折的要求.通過將結構的色散特性與材料的色散特性合理結合,可有效改善該亞波長結構的色散特性[42,77].圖7(c)為基于亞波長金屬狹縫結構的消色差波束偏折器件結構示意圖,利用亞波長結構的色散特性補償了銀材料在光波段的色散后,該器件可以實現寬帶的消色差波束偏折,如圖7(d)所示,在1000—2000 nm波長范圍內,正入射的光束被偏折到相同的方向,偏折角為20°.

圖7(e)為基于相變材料GST的紅外波段動態波束偏折器結構示意圖[51],其在一維金屬縫隙中加載相變材料GST.GST材料在溫度變化條件下,其結構會在晶態和非晶態之間轉換,對應的折射率也會發生連續變化.因此在該波束偏折器不同部位加載一定的溫度梯度,可實現一維方向的折射率分布,進而調節出射紅外波的相位梯度.在1.55μm波長處,實現動態的波束掃描,其波束偏折效果如圖7(f)所示.

超構材料光學天線廣泛采用偏振轉換過程中產生的幾何相位,其通過旋轉亞波長結構相對于法線的旋轉角度,即可實現對電磁波相位的調控,而對材料的厚度無特定要求,因此可用于構造多種平面器件,實現對輻射光場的調控.典型的幾何相位光學天線結構包括V形結構[62,78-84],矩形/橢圓形結構[85-89]、懸鏈線結構[90-94]等.這些平面光學器件主要用于光束聚焦、波束偏折、軌道角動量(orbital angular momentum,OAM)的產生、光學全息器件等.

圖8給出了幾種典型的基于幾何相位的光學天線結構及其對輻射光波的調控效果.圖8(a)和圖8(b)所示為實現波束偏折的光學天線陣列結構,其單元結構分別為V形金屬結構[62]和其互補結構[95],通過設計V形結構的臂長和張角大小,可以實現對出射相位的調節.在該設計中,只需設計具有0°,45°,90°和135°相位調制效果的單元結構,而將這四種結構繞中心旋轉90°,即可將原相位調控單元的出射相位增加180°.幾何相位的局域相位調控能力賦予了這種亞波長結構器件具有復合電磁功能.圖8(c)是一種亞波長橢圓形金屬結構的平面透鏡,根據其相位分布,該透鏡可以將入射的圓偏振光轉換為攜帶軌道角動量的光束,同時實現出射光束的聚焦[86].2016年,Capasso等[66]提出一種基于介質型幾何相位調控亞波長結構的平面透鏡,其單元結構由沉積在襯底上的矩形二氧化鈦柱構成,如圖8(d)所示.與金屬亞波長結構相比,這種介質型幾何相位亞波長結構在能量利用率上有明顯的優勢,但是其厚度遠超過金屬亞波長結構的厚度,因此對加工工藝要求較高.該透鏡在可見光波段實現了170倍的放大成像效果,且該透鏡的能量利用率超過66%.

圖7 光波段典型的波束偏折器件 (a)基于金屬狹縫結構中SP傳播相位調控的波束偏折器和(b)波束偏折效果[11]; (c)消色差的波束偏折器和(d)不同波長的波束偏折角度[42];(e)基于相變材料GST的紅外動態波束偏折器和(f)動態波束偏折效果[51]Fig.7.Typical beam de fl ector in light wave range：(a)De fl ector based on the SP propagating phase manipulation in metallic slot and(b)its beam de fl ection e ff ect[11];(c)achromatic beam de fl ector and(d)its beam de fl ection at di ff erent wavelength[42];(e)active beam de fl ector based on GST in infrared range and(f)the radiation patterns with di ff erent de fl ection angles[51].

上述幾何相位結構均為離散結構,得到的相位分布也是離散的,因此難以實現完美的輻射調控.受自然界中懸鏈線力學結構的啟發,本課題組提出了一種可以連續調節幾何相位的亞波長結構,可將幾何相位在0—360°之間連續調控[91,93].利用該結構構造的平面光學器件在輻射光場質量上有明顯的提升.圖8(e)為由這種亞波長懸鏈線結構排布而成的軌道角動量光束激發器件,根據角向的相位分布,其可以產生攜帶不同拓撲荷數的軌道角動量光束.入射的圓偏振光通過該器件后輻射的光場分布如圖8(f)所示,仿真結果和測試結果均表明該器件可激發接近完美的OAM光束.局域相位調控能力在計算全息器件上具有更為明顯的優勢.其設計流程為：首先通過點源法計算出產生任意全息物體的二維相位分布,然后利用不同旋轉方向角的亞波長結構即可實現這種二維的相位分布,在特定偏振光照射下,該器件可形成所設計的全息光場.圖8(g)為利用矩形縫隙結構構造的彩色全息器件,可產生的彩色葉片和太陽神鳥(四川金沙遺址出土)的全息圖(圖8(h))[96].

圖8 典型的幾何相位亞波長結構 (a)基于V形結構的幾何相位調制亞波長結構[62];(b)基于V形縫隙亞波長結構的光束偏折器件[95];(c)同時實現軌道角動量光束激發和聚焦的平面透鏡[86];(d)基于介質型亞波長結構的平面透鏡[66];(e), (f)基于懸鏈線結構的完美OAM產生器和其輻射光場分布[91];(g),(h)基于幾何相位結構設計的三維彩色全息器件及其產生的全息圖[96]Fig.8.Typical metamaterials for geometric phase manipulation：(a)Geometric phase manipulation metamaterial based on V-shape structure[62];(b)beam de fl ector based on the V-shape unit cell metamaterial[95];(c)planar lens for orbital angular momentum generation and focusing[86];(d)photo of planar lens based on dielectric metamaterial[66];(e)and(f)are the perfect orbital angular momentum generator based on subwavelength catenary structure and the generated fields[91];(g)and(h)are the three-dimensional holograph generator based on the geometric phase metamaterial and the radiated holograph[96].

隨后,這種幾何相位調控方法被拓展至太赫茲、微波等低頻波段[97],由于這種幾何相位調控與器件的厚度無關,特別適用于構造超薄的電磁調控器件,獲得了良好的應用效果.通過在結構中加載有源器件,還可構造可重構的亞波長超表面結構,實現對幾何相位的動態調控[98].已經有研究人員對上述超表面結構的相位調控原理、方法和應用進行了總結,可為超構表面相位調控器件的設計提供理論和技術指導[99].

4 亞波長結構偏振調控技術及其在天線中的應用

亞波長結構對電磁輻射的強效調控能力還體現在對電磁波偏振態的調控作用中.電磁波的偏振態在通信領域具有重要的應用價值,利用電磁波的偏振態作為信息載體,即偏振位移鍵控技術,可以有效提高通信質量.此外,偏振調控在多通道通信(如衛星通信)、立體顯示以及成像技術(偏振成像)中具有重要應用價值.

傳統的電磁偏振調制技術主要利用偏振光柵、半波片、四分之一波片等器件,實現對入射的電磁波偏振態的篩選或轉換.偏振調制過程中,材料的厚度至少需要滿足其中k1和k2分別為各向異性介質中尋常光(o光)和非常光(e光)的等效波矢.對于將線偏振波轉換為圓偏振波的四分之一波片而言,理論上最薄的厚度為d=λ/[8(no-ne)],其中no和ne為o光和e光對應的折射率.但受限于自然界材料的折射率以及加工工藝的限制,實際的四分之一波片的厚度遠遠大于該理論極限值.并且由厚度與波長的對應關系可以看出,每個具有特性厚度的波片只對應一個中心工作波長,即這種波片不具有寬帶調制特性.由于亞波長結構的衍射行為調制不受材料厚度的制約,具有構建超薄偏振調制材料的優勢,因此利用亞波長結構對電磁波衍射行為的異常調制構造偏振調制材料,可以突破傳統偏振調制手段對材料厚度的限制,并且可從本源上解決傳統偏振調制材料工作帶寬窄的問題.目前,國際上利用亞波長結構材料實現對電磁波偏振特性調制的研究熱點主要圍繞著實現圓偏振輻射、寬帶偏振轉換、多頻點的偏振轉換以及動態的偏振調制等方面.

現階段研究的偏振調控亞波長結構主要可以分為各向異性結構和手性結構兩大類[36].其中各向異性結構類似于傳統的雙折射材料,其通過設計兩個正交方向上的傳輸相位差異實現對出射電磁波偏振態的調節,如圖9(a)所示.圖9(b)為典型的各向異性的亞波長結構偏振調控器件,其單元結構由45°傾斜的周期性金屬線結構組成.根據電場的合成原理,y偏振入射電場分解成與金屬微帶垂直和平行的兩個電場分量E⊥,E//.根據等效電路分析可知,在金屬微帶的垂直方向上的周期圖形的等效電抗呈容性,而在平行方向上的周期圖形的等效電抗呈感性.在容性和感性的電路中,電路的反射相位或透射相位符號相反.通過適當調整周期、金屬線尺寸可以使得垂直和平行電場分量的反射或透射的幅相滿足一定的相位差條件,可實現輻射電磁場的偏振態調控.例如±90°和180°的相位差可分別實現圓偏振出射和交叉線偏振輻射.這種結構被廣泛應用于構造各種頻段的亞波長偏振調控材料[100-108].利用亞波長結構構造偏振調控器件已經有較長的歷史,早在1973年人們就提出利用亞波長曲折線結構實現對電磁波偏振特性的調控[109],如圖9(c)所示,而當時超構材料的概念尚未被提出.

與透射式偏振調控亞波長結構相比,反射式結構在能量利用率上具有明顯的優勢.絕大部分入射的正交偏振電磁波會被反射,因此在設計反射式偏振調控亞波長結構時,只需要對正交偏振的相位差值進行調節,因此更有利用拓展器件的響應帶寬,突破傳統電磁材料的限制.圖9(d),圖9(f)和圖9(h)為幾種典型的反射式寬帶各向異性亞波長結構,其中圖9(d)的單元為工字形結構[101].當入射電場沿著y方向時,該結構可以視為串聯的等效電感L以及等效電容C,其對應的表面阻抗可以表示為Zy=jωL+1/(jωC),其中電感來自于金屬線,電容來自于平行金屬貼片.當電場方向沿著x方向,該結構可透過全部入射電磁波,進而被背面的金屬反射板全反射,其等效阻抗為無窮大.兩個正交方向上的等效電磁參數的差異使出射電磁波之間產生180°相位差,且通過色散調控方法,該結構可實現寬帶偏振調控.從圖9(e)中的主偏振反射率曲線可以看出,在5.5—16.5 GHz范圍內主偏振的反射系數小于15 dB,其偏振轉換帶寬達到100%.基于類似原理,Grady等[106]提出了太赫茲波段的各向異性偏振調控亞波長結構,如圖9(f)所示.該亞波長結構在0.8—1.8 THz范圍內將入射的線偏振電磁波轉換為交叉線偏振波(圖9(g)).通過二維方向上的色散調控,可以進一步增加亞波長偏振調制材料的工作帶寬.如圖9(h)所示的開口諧振環結構[110,114],其在二維正交方向上的阻抗特性可通過結構參數的設計實現寬帶的匹配,使其在在3.5—16.5 GHz范圍內將入射的線偏振電磁波高效地轉換為交叉線偏振波,能量利用率接近100%,工作帶寬達到130%,如圖9(i)所示.

圖9 各向異性亞波長結構偏振調控材料 (a)各向異性結構的偏振調制原理示意圖;(b)金屬線結構亞波長偏振調控材料結構示意圖;(c)基于曲折線結構的偏振調控材料[109];(d),(e)分別為基于工字形的寬帶偏振調制亞波長結構及主偏振反射曲線[101];(f), (g)分別為基于金屬線結構的太赫茲偏振調控器件及主偏振和交叉偏振反射率曲線[106];(h),(i)分別為基于二維色散調控的超寬帶偏振調控材料及其偏振轉換效率曲線[110];(j)微波波段各向異性偏振動態調控亞波長結構材料[111];(k)基于微機械系統的偏振動態調控亞波長結構材料[112];(l)基于相變材料的太赫茲偏振動態調控亞波長結構材料[113]Fig.9.Anisotropic polarization manipulating metamaterials：(a)Principle of polarization manipulation of anisotropic structure;(b)scheme of polarization manipulation metamaterial based on parallel strips;(c)meander-line metamaterial[109]; (d)and(e)are respectively the I-shape metamaterial and its re fl ectivity spectra of co-polarization[101];(f)and(g)are the terahertz metamaterial based on metal strips and its re fl ectance spectra of co-and cross-polarization[106];(h)and(i) are the ultra broadband metamaterial for polarization manipulation with 2-D dispersion management and the spectrum of polarization conversion ratio[110];(j)the active anisotropic metamaterial in microwave band[111];(k)tunable metamaterial based on MEMS[112];(l)terahertz recon fi gurable metamaterial based on phase change material for polarization control[113].

為了滿足偏振成像探測、保密通信等技術對電磁波多偏振態的需求,在靜態的偏振調制亞波長結構的基礎上,通過在亞波長單元中引入有源器件、材料或者微機械結構等,可動態調控亞波長結構的偏振調制性能[52,111-113,115-117].圖9(j)為利用PIN二極管實現的微波波段偏振動態調控超構材料,通過調控單元結構中加載的二極管的工作狀態,該超構材料可將入射的線偏振電磁波分別轉換為交叉線偏振波、左旋圓偏振波和右旋圓偏振波[111].通過微機械結構動態調節亞波長結構的結構形式,可以動態改變亞波長結構的各向異性,從而實現對電磁波偏振特性的動態調控.如圖9(k)所示的亞波長結構[112],通過控制相鄰懸臂的電壓差值,可將圖中亮色部分結構在各向同性的十字形結構和各向異性的T字形結構之間調節,從而動態調控其輻射電磁波的偏振態.圖9(l)所示的亞波長結構中加載了相變材料二氧化釩(VO2)[113],通過外界溫度的變化,可調節相變材料的電阻率,使其介電特性在介質相和金屬相之間切換,從而改變亞波長結構的各向異性特征,將入射到該亞波長結構的線偏振電磁波分別轉為左旋圓偏振波和右旋圓偏振波.以上介紹的部分各向異性亞波長結構可用于構造圓偏振天線,以降低傳統圓偏振天線設計的難度.將這些偏振調控超構材料與傳統線偏振天線集成,可構造出低損耗、低剖面的新型圓偏振天線,可同時提高天線的方向性、增益以及降低天線的副瓣電平等[118-120].

除了各向異性亞波長結構之外,手性亞波長結構近些年也被廣泛用于偏振調控[121-132].手性超構材料指單元結構不具有軸對稱特性,即與自身的鏡像結構無法通過平移、旋轉等操作相重合.由于其結構的不對稱性,電磁波在通過手性結構材料的過程中存在電場和磁場之間的耦合,產生圓二向色性和旋光性等偏振調控特性.與各向異性超構材料不同的是,手性超構材料作用的基模為左旋圓偏振和右旋圓偏振,如圖10(a)所示.手性材料中左旋圓偏振波的折射率nL和右旋圓偏振波的折射率nR在諧振頻點處存在差異,且折射率實部的差異導致兩種圓偏振波的輻射相位不同,產生旋光性,而折射率虛部的差異使兩種圓偏振波的透過率存在差異,即為圓二向色性的來源.

圖10 手性亞波長結構實現對電磁波的偏振調控 (a)手性結構對圓偏振調控原理示意圖[56];(b)DNA分子為典型的自然界手性材料; (c)雙層十字形手性亞波長結構[133];(d)雙層開口諧振環型手性亞波長結構[134];(e),(f)分別為螺旋線結構的太赫茲寬帶手性亞波長結構及其圓偏振透射率[122];(g),(h)分別為雙層金屬圓弧線型手性亞波長結構及其圓偏振透射率曲線[125];(i),(j)為基于半導體材料的動態手性亞波長結構及其圓偏振透射率曲線[56];(k),(l)為微波波段動態手性亞波長結構及其不同工作狀態下的圓偏振透射率曲線[132]Fig.10.Chiral metamaterial for polarization control：(a)Principle of circular polarization manipulation in chiral materials[56]; (b)typical chiral material of DNA molecule;(c)chiral metamaterial of two-layer twisted cross structure[133];(d)chiral metamaterial of two-layer twisted split rings[134];(e)and(f)are the helix chiral metamaterial and its circular polarization transmission in terahertz band[122];(g)and(h)are the chiral metamaterial with two-layer twisted arc structure and its circular polarization transmission[125];(i)and(j)are the recon fi gurable chiral metamaterial using semi-conductor and its circular polarization transmission spectra[56];(k)and(l)are the active chiral metamaterial in microwave band and its circular polarization transmission spectra of di ff erent working states[132].

自然界中存在大量的手性結構,例如DNA分子(如圖10(b)所示)、蛋白質分子、蔗糖溶液、石英晶體等,對手性材料的研究在生物分子探測、非線性光學等領域有重要價值.然而自然界存在的手性材料的手性因子均較弱,即電磁波在這些手性材料中電場和磁場之間的耦合作用極弱,難以滿足實際的偏振調控需求.通過構造亞波長手性結構,可以有效增強材料的手性因子,降低對材料厚度的要求.圖10(c)和圖10(d)為典型的手性亞波長結構,分別為兩層十字形[133]和開口諧振環[134]結構,通過將兩層結構依次旋轉一定角度形成手性.除了這兩種結構之外,典型的手性亞波長結構還包括U形結構[135-138]、萬字形結構[139-141]、多層金屬線結構等[142].

圖10(e)為利用雙光子工藝制備的周期性金屬螺旋線結構,這種螺旋線結構具有天然的手性,且其旋向決定了其手性特征.該亞波長螺旋線手性結構可在近一個倍頻程(3—6μm)范圍內表現出強烈的圓二向色性[122].從圖10(f)中的左旋圓偏振(紅色曲線)和右旋圓偏振(藍色曲線)的透射率曲線可以看出其寬帶偏振調控效果.傳統的手性亞波長結構大多具有高損耗、交叉偏振態透過率差值較小的缺陷.圖10(g)所示的雙層弧形金屬線結構有效解決了上述問題,該結構有效結合了手性和各向異性,提高了能量利用率的同時明顯增加了兩種圓偏振電磁波在諧振頻點處的透過率差值[125].圖10(h)中的圓偏振透過率曲線顯示其交叉偏振比值大于25 dB,能量利用率大于-2.5 dB.此外,通過增加每一層結構中的弧形金屬線的數量,可以成倍地增加亞波長結構的工作頻點個數,為實現多頻點的偏振調控提供了可行的技術途徑[126].這種具有多頻點、低損耗特性的手性亞波長結構被拓展至可見光波段[127],并用于非線性成像[143].

與各向異性亞波長結構類似,手性亞波長結構也可以通過結構設計實現動態的偏振調控.但由于其結構的不對稱性,構造動態手性亞波長結構的復雜度明顯超過各向異性亞波長結構.圖10(i)為Zhang等[56]提出的三維手性亞波長結構,通過在結構中引入半導體材料,在不同光照強度條件下,半導體材料的電學性能分別表現為介質和金屬特性,從而在等效結構上實現亞波長結構手性特性的動態切換.其不同工作狀態下的圓偏振波透射曲線如圖10(j)所示,其中黑色曲線為沒有光照條件下左旋(實線)和右旋(虛線)圓偏振透過率;紅色曲線為光照條件下左旋(實線)和右旋(虛線)圓偏振透過率.顯然通過光照強度的調控,可以動態調節亞波長結構的手性特征.圖10(k)為微波波段的動態手性亞波長結構[132],通過控制加載在矩形縫隙中的二極管的工作狀態,不僅可以實現其結構在手性和各向同性之間切換,同時材料表現為手性結構時,其手性特征還可以在左手特征和右手特征之間切換,并且材料的損耗小于1.5 dB(如圖10(l)所示),可以應用于微波通信系統中,實時調制出射電磁波的偏振狀態.

由于手性亞波長結構中圓偏振電磁波的折射率與手性因子密切相關,Pendry[144]提出通過設計具有大手性因子的亞波長結構,可構造出具有負折射率以及零折射率的手性亞波長結構.前面2.1節中已經介紹,具有近零折射率的亞波長結構可以有效提高天線的輻射方向性.因此手性亞波長結構也可以用于天線技術中,提高圓偏振天線的輻射性能[145-147].

5 總 結

本文綜述了基于亞波長結構對電磁波衍射行為調控的新型輻射技術,包括新型高方向性天線、低RCS天線、相控陣天線技術,基于亞波長結構的偏振調控技術等.從文中內容可以看出,亞波長結構的電磁調控能力在提高天線輻射性能、降低天線剖面和尺寸等方面具有明顯的優勢.我們將亞波長結構材料的種類、對天線性能的提升效果和對應的調控原理進行了總結,列于表1,但亞波長結構材料在天線中的應用并非僅有表中的形式.

除上述基于亞波長結構的電磁輻射調控技術之外,亞波長結構在紅外輻射、可見光輻射等領域也有極大的應用價值.紅外輻射器件在紅外探測、熱學成像、熱光伏、被動降溫等領域具有廣闊的應用前景,基于亞波長結構的新型熱輻射器件可突破傳統材料的限制,其輻射帶寬、輻射效率等可大幅改善[148-150].

表1 基于亞波長結構的超構天線歸納Table 1.Collection of meta-antennas on a sub-wavelength scale.

利用電磁波在亞波長尺度內的局域諧振作用,可以極大地增強局域場的強度,產生超越傳統性能的電磁輻射器件,例如表面等離子體激光器[151-153],量子級聯激光器[154]等新型納米尺度的激光光源.這些基于表面等離子體的納米激光器將亞波長納米結構增益介質與諧振腔集成,通過表面等離子體實現光場調控和激發.利用表面等離子體的短波長特性以及局域場增強特性,使光場能量集中在納米線中心區域,可突破傳統光學衍射極限,構造適用于片上系統的集成化光源.上述新型電磁輻射技術體現了亞波長結構對電磁波衍射效應的調控能力,為高性能電磁輻射器件的設計提供了全新的技術手段,可有效解決傳統技術對材料特性的依賴.目前基于亞波長結構的電磁輻射器件在寬帶、多功能化、小型化等方面仍存在部分難題尚未解決,但是其相對于傳統輻射技術的優勢是不言而喻的,可以預期這種新型的電磁輻射技術的應用前景將極為廣闊.

[1]Ebbesen T W,Lezec H J,Ghaemi H F,Thio T,Wol ffP A 1998 Nature 391 667

[2]Lezec H J,Degiron A,Devaux E,Linke R A,Martin-Moreno L,Garcia-Vidal F J,Ebbesen T W 2002 Science 297 820

[3]Smith A T,Simonson D,Charipar N A,Piqué A 2012 J.Laser MicroNanoengin.7 306

[4]Tellechea A,Martini E,Gonzalez-Ovejero D,Faenzi M, Minatti G,Maci S 2015 2015 9th Eur.Conf.Antennas Propag.EuCAP p1

[5]Temelkuran B,Bayindir M,Ozbay E,Biswas R,Sigalas M M,Tuttle G,Ho K M 2000 J.Appl.Phys.87 603

[6]Caglayan H,Bulu I,Ozbay E 2005 Opt.Express 13 7645

[7]Thevenot M,Cheype C,Reineix A,Jecko B 1999 IEEE Trans.Microw.Theory Tech.47 2115

[8]Leger L,Monediere T,Jecko B 2005 IEEE Microw. Wirel.Compon.Lett.15 573

[9]Bulu I,Caglayan H,Ozbay E 2003 Appl.Phys.Lett.83 3263

[10]Liberal I,Engheta N 2017 Nat.Photon.11 149

[11]Erfani E,Niroo-Jazi M,Tatu S 2016 IEEE Trans.Antennas Propag.64 1968

[12]Wu S,Yi Y,Yu Z,Huang X,Yang H 2016 J.Electromagn.Waves Appl.30 1993

[13]Wu Q,Pan P,Meng F Y,Li L W,Wu J 2007 Appl. Phys.-Mater.Sci.Process.87 151

[14]Pendry J,Holden A,Stewart W,Youngs I 1996 Phys. Rev.Lett.76 4773

[15]Pendry J B,Holden A J,Robbins D J,Stewart W J 1999 IEEE Trans.Microw.Theory Tech.47 2075

[16]Enoch S,Tayeb G,Sabouroux P,Guerin N,Vincent P 2002 Phys.Rev.Lett.89 213902

[17]Huang C,Zhao Z,Wang W,Luo X 2009 J.Infrared Millim.Terahertz Waves 30 700

[18]Xu H X,Wang G M,Cai T 2014 IEEE Trans.Antennas Propag.62 3141

[19]Alireza F,Lotfollah S 2011 IEEE Trans.Antennas Propag.59 4

[20]Ranga Y,Matekovits L,Esselle K P,Weily A R 2011 IEEE Antennas Wirel.Propag.Lett.10 219

[21]Lee D H,Lee Y J,Yeo J,Mittra R,Park W S 2007 IET Microw.Antennas Propag.1 248

[22]Huang C,Zhao Z,Luo X 2010 Microw.Opt.Technol. Lett.52 160

[23]Xu H X,Wang G M,Tao Z,Cai T 2014 IEEE Trans. Antennas Propag.62 4823

[24]Xu H X,Wang G M,Tao Z,Cui T J 2014 Sci.Rep.4 5744

[25]Pan W,Huang C,Chen P,Ma X,Hu C,Luo X 2014 IEEE Trans.Antennas Propag.62 945

[26]Jiang H,Xue Z,Li W,Ren W,Cao M 2016 IEEE Trans. Antennas Propag.64 4127

[27]Zhao Y,Cao X,Gao J,Yao X,Liu X 2015 IEEE Antennas Wirel.Propag.Lett.15 290

[28]Huang C,Pan W,Ma X,Luo X 2016 IEEE Trans.Antennas Propag.64 1173

[29]Lier E,Werner D H,Scarborough C P,Wu Q,Bossard J A 2011 Nat.Mater.10 216

[30]Yu A,Yang F,Elsherbeni A 2008 Prog.Electromagn. Res.78 73

[31]Zhao G,Jiao Y C,Yang X,Li C,Song Y 2009 Microw. Opt.Technol.Lett.51 1790

[32]Bilotti F,Alu A,Vegni L 2008 IEEE Trans.Antennas Propag.56 1640

[33]Buell K,Mosallaei H,Sarabandi K 2006 IEEE Trans. Microw.Theory Tech.54 135

[34]Feresidis A P,Goussetis G,Wang S,Vardaxoglou J C 2005 IEEE Trans.Antennas Propag.53 209

[35]Luo X 2015 Sci.China:Phys.Mech.Astron.58 594201

[36]Luo X G 2016 Sub-Wavelength Electromagnetics(Vol.1) (Beijing：Science Press)pp210–213(in Chinese)[羅先剛 2016亞波長電磁學 (上冊)(北京：科學出版社)第210—213頁]

[37]Wei Z,Cao Y,Su X,Gong Z,Long Y,Li H 2013 Opt. Express 21 10739

[38]Wang H,Deng Y,He J,Gao P,Yao N,Wang C,Zhao Z, Wang J,Jiang B,Luo X 2014 J.Nanophoton.8 083079

[39]Jiang M,Chen Z N,Zhang Y,Hong W,Xuan X 2017 IEEE Trans.Antennas Propag.65 464

[40]Xu T,Wang C,Du C,Luo X 2008 Opt.Express 16 4753

[41]Xu T,Zhao Y,Gan D,Wang C,Du C,Luo X 2008 Appl. Phys.Lett.92 101501

[42]Li Y,Li X,Pu M,Zhao Z,Ma X,Wang Y,Luo X 2016 Sci.Rep.6 19885

[43]Verslegers L,Catrysse P B,Yu Z,White J S,Barnard E S,Brongersma M L,Fan S 2009 Nano Lett.9 235

[44]Verslegers L,Catrysse P B,Yu Z,Fan S 2009 Appl.Phys. Lett.95 071112

[45]Bohn B J,Schnell M,Kats M,Aieta F,Hillenbrand R, Capasso F 2015 Nano Lett.15 3851

[46]Lin D,Fan P,Hasman E,Brongersma M L 2014 Science 345 298

[47]Arbabi A,Horie Y,Ball A J,Bagheri M,Faraon A 2015 Nat.Commun.6 7069

[48]Xu H X,Tang S,Ma S,Luo W,Cai T,Sun S,He Q, Zhou L 2016 Sci.Rep.6 38255

[49]Lau J Y,Hum S V 2012 IEEE Trans.Antennas Propag. 60 5679

[50]Huang C,Pan W,Ma X,Zhao B,Cui J,Luo X 2015 IEEE Trans.Antennas Propag.63 4801

[51]Chen Y,Li X,Sonnefraud Y,Fernández-Domínguez A I,Luo X,Hong M,Maier S A 2015 Sci.Rep.5 8660

[52]Sieber P E,Werner D H 2013 Opt.Express 21 1087

[53]Orazbayev B,Beruete M,Khromova I 2016 Opt.Express 24 8848

[54]Lee S H,Choi J,Kim H D,Choi H,Min B 2013 Sci. Rep.3 2135

[55]Chen P Y,Farhat M,Askarpour A N,Tymchenko M, Alù A 2014 J.Opt.16 094008

[56]Zhang S,Zhou J,Park Y S,Rho J,Singh R,Nam S, Azad A K,Chen H T,Yin X,Taylor A J,Zhang X 2012 Nat.Commun.3 942

[57]Steinbusch T P,Tyagi H K,Schaafsma M C,Georgiou G,Rivas J G 2014 Opt.Express 22 26559

[58]Kwong D,Hosseini A,Zhang Y,Chen R T 2011 Appl. Phys.Lett.99 051104

[59]Schuller J A,Taubner T,Brongersma M L 2009 Nat. Photon.3 658

[60]Bharadwaj P,Deutsch B,Novotny L 2009 Adv.Opt. Photon.1 438

[61]Knight M W,Sobhani H,Nordlander P,Halas N J 2011 Science 332 702

[62]Yu N,Genevet P,Kats M A,Aieta F,Tetienne J P, Capasso F,Gaburro Z 2011 Science 334 333

[63]Aieta F,Genevet P,Kats M,Capasso F 2013 Opt.Express 21 31530

[64]Genevet P,Capasso F 2015 Rep.Prog.Phys.78 024401

[65]Yu N,Capasso F 2014 Nat.Mater.13 139

[66]Khorasaninejad M,Chen W T,Devlin R C,Oh J,Zhu A Y,Capasso F 2016 Science 352 1190

[67]Berry M V 1984 Proc.R.Soc.Lond.Math.Phys.Eng. Sci.392 45

[68]Anandan J 1992 Nature 360 307

[69]Pfei ff er C,Grbic A 2013 Appl.Phys.Lett.102 231116

[70]Sazegar M,Zheng Y,Kohler C,Maune H,Nikfalazar M,Binder J R,Jakoby R 2012 IEEE Trans.Antennas Propag.60 5690

[71]Li Y B,Cai B G,Cheng Q,Cui T J 2016 Adv.Funct. Mater.26 29

[72]Jiang T,Wang Z,Li D,Pan J,Zhang B,Huangfu J, Salamin Y,Li C,Ran L 2012 IEEE Trans.Microw.Theory Tech.60 170

[73]Huang C,Pan W,Luo X 2016 IEEE Trans.Antennas Propag.64 4471

[74]Pan W,Huang C,Ma X,Jiang B,Luo X 2015 IEEE Antennas Wirel.Propag.Lett.14 167

[75]Pan W,Huang C,Pu M,Ma X,Cui J,Zhao B,Luo X 2016 Sci.Rep.6 21462

[76]Zhao Z Y,Pu M B,Wang Y Q,Luo X G 2017 Opto-Elec.Eng.44 129(in Chinese)[趙澤宇,蒲明博,王彥欽,羅先剛2017光電工程44 129]

[77]Aieta F,Kats M A,Genevet P,Capasso F 2015 Science 347 1342

[78]Yu N,Genevet P,Aieta F,Kats M A,Blanchard R, Aoust G,Tetienne J P,Gaburro Z,Capasso F 2013 IEEE J.Sel.Top.Quantum Electron.19 4700423

[79]Gao X,Han X,Cao W P,Li H O,Ma H F,Cui T J 2015 IEEE Trans.Antennas Propag.63 3522

[80]Ni X,Emani N K,Kildishev A V,Boltasseva A,Shalaev V M 2012 Science 335 427

[81]Yu N,Aieta F,Genevet P,Kats M A,Gaburro Z,Capasso F 2012 Nano Lett.12 6328

[82]Lin J,Wu S,Li X,Huang C,Luo X 2013 Appl.Phys. Express 6 022004

[83]Qin F,Ding L,Zhang L,Monticone F,Chum C C,Deng J,Mei S,Li Y,Teng J,Hong M,Zhang S,Alù A,Qiu C W 2016 Sci.Adv.2 e1501168

[84]Li J,Verellen N,Vercruysse D,Bearda T,Lagae L, Dorpe P V 2016 Nano Lett.16 4396

[85]Yang Y,Wang W,Moitra P,Kravchenko I I,Briggs D P,Valentine J 2014 Nano Lett.14 1394

[86]Ma X,Pu M,Li X,Huang C,Wang Y,Pan W,Zhao B, Cui J,Wang C,Zhao Z,Luo X 2015 Sci.Rep.5 10365

[87]Arbabi A,Horie Y,Bagheri M,Faraon A 2015 Nat.Nanotechnol.10 937

[88]Zhang Z,Luo J,Song M,Yu H 2015 Appl.Phys.Lett. 107 241904

[89]Zhao Z,Pu M,Gao H,Jin J,Li X,Ma X,Wang Y,Gao P,Luo X 2015 Sci.Rep.5 15781

[90]Li X,Pu M,Zhao Z,Ma X,Jin J,Wang Y,Gao P,Luo X 2016 Sci.Rep.6 20524

[91]Pu M,Li X,Ma X,Wang Y,Zhao Z,Wang C,Hu C, Gao P,Huang C,Ren H,Li X,Qin F,Gu M,Hong M, Luo X 2015 Sci.Adv.1 e1500396

[92]Wang Y,Pu M,Zhang Z,Li X,Ma X,Zhao Z,Luo X 2015 Sci.Rep.5 17733

[93]Luo X,Pu M,Li X,Ma X 2017 Light Sci.Appl.6 e16276

[94]Li X,Pu M,Wang Y,Ma X,Li Y,Gao H,Zhao Z,Gao P,Wang C,Luo X 2016 Adv.Opt.Mater.4 659

[95]Ni X,Ishii S,Kildishev A V,Shalaev V M 2013 Light Sci.Appl.2 e72

[96]Li X,Chen L,Li Y,Zhang X,Pu M,Zhao Z,Ma X, Wang Y,Hong M,Luo X 2016 Sci.Adv.2 e1601102

[97]Pu M,Zhao Z,Wang Y,Li X,Ma X,Hu C,Wang C, Huang C,Luo X 2015 Sci.Rep.5 9822

[98]Xu H X,Wang G M,Cai T,Xiao J,Zhuang Y Q 2016 Opt.Express 24 27836

[99]Li X,Ma X L,Luo X G 2017 Opto-Elec.Eng.44 255 (in Chinese)[李雄,馬曉亮,羅先剛2017光電工程44 255]

[100]Cong L,Xu N,Han J,Zhang W,Singh R 2015 Adv. Mater.27 6630

[101]Pu M,Chen P,Wang Y,Zhao Z,Huang C,Wang C,Ma X,Luo X 2013 Appl.Phys.Lett.102 131906

[102]Shen B,Wang P,Polson R,Menon R 2014 Optica 1 356

[103]Ma H F,Wang G Z,Kong G S,Cui T J 2014 Opt.Mater. Express 4 1717

[104]Sun W,He Q,Hao J,Zhou L 2011 Opt.Lett.36 927

[105]Wang Y,Pu M,Hu C,Zhao Z,Wang C,Luo X 2014 Opt.Commun.319 14

[106]Grady N K,Heyes J E,Chowdhury D R,Zeng Y,Reiten M T,Azad A K,Taylor A J,Dalvit D A R,Chen H T 2013 Science 340 1304

[107]Ma X,Huang C,Pu M,Hu C,Feng Q,Luo X 2012 Microw.Opt.Technol.Lett.54 1770

[108]Jiang Z H,Lin L,Ma D,Yun S,Werner D H,Liu Z, Mayer T S 2014 Sci.Rep.4 7511

[109]Young L,Robinson L A,Hacking C 1973 IEEE Trans. Antennas Propag.21 376

[110]Guo Y,Wang Y,Pu M,Zhao Z,Wu X,Ma X,Wang C, Yan L,Luo X 2015 Sci.Rep.5 8434

[111]Cui J,Huang C,Pan W,Pu M,Guo Y,Luo X 2016 Sci. Rep.6 30771

[112]Zhu W M,Liu A Q,Bourouina T,Tsai D P,Teng J H, Zhang X H,Lo G Q,Kwong D L,Zheludev N I 2012 Nat.Commun.3 1274

[113]Wang D,Zhang L,Gu Y,Mehmood M Q,Gong Y,Srivastava A,Jian L,Venkatesan T,Qiu C W,Hong M 2015 Sci.Rep.5 15020

[114]Guo Y H,Pu M B,Ma X L,Li X,Luo X G 2017 Opto-Elec.Eng.44 3(in Chinese)[郭迎輝,蒲明博,馬曉亮,李雄,羅先剛2017光電工程44 3]

[115]Yi G,Huang C,Ma X,Pan W,Luo X 2014 Microw. Opt.Technol.Lett.56 1281

[116]Wang D,Zhang L,Gong Y,Jian L,Venkatesan T,Qiu C W,Hong M 2016 Photonics J.IEEE 8 5500308

[117]Xu H X,Sun S L,Tang S W,Ma S J,He Q,Wang G M,Cai T,Li H P,Zhou L 2016 Sci.Rep.6 27503

[118]Arnaud E,Chantalat R,Koubeissi M,Monediere T, Thevenot M,Jecko B 2009 Proc.EuCAP 3813

[119]Arnaud E,Chantalat R,Koubeissi M,Monediere T, Rodes E,Thevenot M 2010 IEEE Antennas Wirel. Propag.Lett.9 215

[120]Ren L,Jiao Y,Li F,Zhao J,Zhao G 2011 IEEE Antennas Wirel.Propag.Lett.10 407

[121]Bai B,Svirko Y,Turunen J,Vallius T 2007 Phys.Rev. A 76 023811

[122]Gansel J K,Thiel M,Rill M S,Decker M,Bade K,Saile V,von Freymann G,Linden S,Wegener M 2009 Science 325 1513

[123]Gansel J K,Wegener M,Burger S,Linden S 2010 Opt. Express 18 1059

[124]Kaschke J,Wegener M 2015 Opt.Lett.40 3986

[125]Ma X,Huang C,Pu M,Hu C,Feng Q,Luo X 2012 Opt. Express 20 16050

[126]Ma X,Huang C,Pu M,Wang Y,Zhao Z,Wang C,Luo X 2012 Appl.Phys.Lett.101 161901

[127]Cui Y,Kang L,Lan S,Rodrigues S,Cai W 2014 Nano Lett.14 1021

[128]Li Y,Huang Q,Wang D C,Li X,Hong M H,Luo X G 2014 Appl.Phys.A 115 57

[129]Zhang S,Park Y S,Li J,Lu X,Zhang W,Zhang X 2009 Phys.Rev.Lett.102 023901

[130]Du L,Kou S S,Balaur E,Cadusch J J,Roberts A,Abbey B,Yuan X C,Tang D,Lin J 2015 Nat.Commun.6 10051

[131]Zhao Y,Belkin M A,Alù A 2012 Nat.Commun.3 870

[132]Ma X,Pan W,Huang C,Pu M,Wang Y,Zhao B,Cui J,Wang C,Luo X 2014 Adv.Opt.Mater.2 945

[133]Soukoulis C M,Wegener M 2011 Nat.Photonics 5 523

[134]Huang C,Ma X,Pu M,Yi G,Wang Y,Luo X 2013 Opt. Commun.291 345

[135]Mutlu M,Akosman A E,Serebryannikov A E,Ozbay E 2011 Opt.Lett.36 1653

[136]Xiong X,Sun W H,Bao Y J,Wang M,Peng R W,Sun C,Lu X,Shao J,Li Z F,Ming N B 2010 Phys.Rev.B 81 075119

[137]Li Z,Zhao R,Koschny T,Kafesaki M,Alici K,Colak E,Caglayan H,Ozbays E,Soukoulis C 2010 Appl.Phys. Lett.97 081901

[138]Mutlu M,Akosman A E,Serebryannikov A E,Ozbay E 2012 Phys.Rev.Lett.108 213905

[139]Zari fiD,Soleimani M,Nayyeri V 2012 IEEE Antennas Wirel.Propag.Lett.11 334

[140]Huang W X,Zhang Y,Tang X M,Cai L S,Zhao J W, Zhou L,Wang Q J,Huang C P,Zhu Y Y 2011 Opt.Lett. 36 3359

[141]Zhou J,Chowdhury D R,Zhao R,Azad A K,Chen H T,Soukoulis C M,Taylor A J,O’Hara J F 2012 Phys. Rev.B 86 035448

[142]Liu M,Powell D A,Shadrivov I V,Kivshar Y S 2012 Appl.Phys.Lett.100 111114

[143]Rodrigues S P,Lan S,Kang L,Cui Y,Cai W 2014 Adv. Mater.26 6157

[144]Pendry J B 2004 Science 306 1353

[145]Hosseininnejad S E,Komjani N,Zari fiD,Rajabi M 2012 IEICE Electron.Express 9 117

[146]Zari fiD,Oraizi H,Soleimani M 2012 Prog.Electromagn. Res.Lett.123 337

[147]Ma X,Huang C,Pan W,Zhao B,Cui J,Luo X 2014 IEEE Trans.Antennas Propag.62 2307

[148]Raman A P,Anoma M A,Zhu L,Rephaeli E,Fan S 2014 Nature 515 540

[149]Hossain M M,Jia B,Gu M 2015 Adv.Opt.Mater.3 1047

[150]Zhu L,Raman A P,Fan S 2015 PNAS 112 12282

[151]Oulton R F,Sorger V J,Genov D A,Pile D F P,Zhang X 2008 Nat.Photon.2 496

[152]Noginov M A,Zhu G,Belgrave A M,Bakker R,Shalaev V M,Narimanov E E,Stout S,Herz E,Suteewong T, Wiesner U 2009 Nature 460 1110

[153]Oulton R F,Sorger V J,Zentgraf T,Ma R M,Gladden C,Dai L,Bartal G,Zhang X 2009 Nature 461 629

[154]Yu N,Fan J,Wang Q J,P fl ugl C,Diehl L,Edamura T, Yamanishi M,Kan H,Capasso F 2008 Nat.Photon.2 564

PACS:78.67.Pt,43.35.Bf,52.40.Fd,42.25.Bs DOI:10.7498/aps.66.147802

Meta-antenna：principle,device and application?

Ma Xiao-Liang Li Xiong Guo Ying-HuiZhao Ze-Yu Luo Xian-Gang?
(State Key Laboratory of Optical Technologies on Nano-Fabrication and Micro-Engineering,Institute of Optics and Electronics,
Chinese Academy of Sciences,Chengdu 610209,China)

17 April 2017;revised manuscript

14 May 2017)

Since electromagnetic waves were discovered,e ff ectively controlling them has been a goal and radiators with better characteristics have always been chased by researchers.However,limited by the electromagnetic properties of nature materials,traditional radiation technology is reaching its bottleneck.For example,traditional microwave antenna has the disadvantages of large volume,heavy weight,narrow operating frequency band,etc.,and cannot satisfy the development requirement of modern communication systems.Therefore,the state-of-art radiation technology meets the challenge of minimizing the size and broadening the bandwidth of radiators,and constructingmulti-functional and recon fi gurable antennas.In recent years,metamaterials have aroused great interest due to the extraordinary di ff raction manipulation on a subwavelength scale.Fruitful bizarre electromagnetic phenomena,such as negative refraction index,planar optics, perfect lens,etc.have been observed in metamaterials,and the corresponding theories improve the fundamental principle systems of electromagnetics.Based on these novel theories,a series of new radiators has been proposed,which has e ff ectively overcome the difficulties in traditional radiation technology and broken through the limits of natural electromagnetic materials.The relating theory and technology may greatly promote the development of electromagnetics, optics,materials.

In this article,we mainly review the recent progress in the novel electromagnetic radiation technology based on metamaterials,which is named meta-antenna,including the principle of di ff raction manipulation of metamaterial to control the amplitude,phase and polarization of the incident electromagnetic waves.Subsequently,a series of radiation devices is introduced,including the new phased array antenna on the concept of phase manipulating metamaterial,and the high directivity antenna based on zero refraction index metamaterial and photonic crystal,and the low RCS antenna simultaneously has the functions of gain enhancement and stealth ability.Besides,the polarization manipulation characteristics of metamaterial are also reviewed.The anisotropic and chiral metamaterials are analyzed,and several polarizers with broadband characteristics and recon fi gurable ability are introduced.Furthermore,due to the importance as future radiation sources,nanolasers that work on a subwavelengh scale are demonstrated.Finally,we point out the current problems and future trend of the radiation technology based on metamaterials.

subwavelength,metamaterial,meta-antenna,di ff raction manipulation

:78.67.Pt,43.35.Bf,52.40.Fd,42.25.Bs

10.7498/aps.66.147802

?國家重點基礎研究發展計劃(批準號：2013CBA01700)和國家自然科學基金(批準號：61405201,61675208)資助的課題.

?通信作者.E-mail：lxg@ioe.ac.cn

?2017中國物理學會Chinese Physical Society

http://wulixb.iphy.ac.cn

*Project supported by the National Basic Research Program of China(Grant No.2013CBA01700)and the National Natural Science Foundation of China(Grant Nos.61405201,61675208).

?Corresponding author.E-mail：lxg@ioe.ac.cn