基于阻抗实部为零材料的长时间存储电磁波的方法
阅读：405发布：2020-05-08
专利汇可以提供基于阻抗实部为零材料的长时间存储电磁波的方法专利检索，专利查询，专利分析的服务。并且本 发明 公开了一种基于阻抗 实部 为零材料的长时间存储 电磁波 的方法，利用 波动 方程 在阻抗实部为零且波矢 虚部 不为零的材料中的本征解为局域态这一性质，来实现电磁波的停留和长时间存储。所用的阻抗实部近零材料巧妙地解决了电磁 能量 损耗与增益之间的平衡问题，原则上可以使电磁波永久地存储在给定区域。，下面是基于阻抗实部为零材料的长时间存储电磁波的方法专利的具体信息内容。
基于阻抗实部为零材料的长时间存储电磁波的方法
技术领域
[0001] 本发明涉及电磁超材料和电磁波(光)调控技术领域，具体涉及一种利用阻抗实部近零超材料实现电磁波停留和长时间存储的方法。技术背景
[0002] 让电磁波(光)减速、停止乃至长时间存储是现代物理学、信息科学及相关技术领域最感兴趣的课题之一。
[0003] 早期的慢光研究主要基于材料的吸收带来实现，材料折射率变化越剧烈的地方，光速改变越大，同时吸收也越强烈，最终光信号会变得很弱而无法观测。1990年，Harris等人提出了一种减慢光速而不吸收的技术---电磁致透明(EIT)。1999年，L.V.Hau等人利用这种技术将光的速度在超冷原子气中降低为17m/s。2000年，D.F.Phillips等人实现了光脉冲在铷原子蒸汽中的减慢、停止、并储存一段时间然后释放，但停顿时间只有几千分之一秒。2013年初，Y.O.Dudin等获得新的突破：让一束光在超冷原子气中停留了16秒的时间。2013年7月，G.Henize等用一种晶体来取代超冷原子云，让光就在这种晶体中静止了60秒。可见，延长光存储时间是研究的重点之一。
[0004] 负折射材料、折射率近零材料、介电常数近零材料、磁导率近零材料等超材料显现了新颖的电磁特性和广阔的应用前景，激发人们深入而系统地探讨具有独特电磁参量的材料的电磁特性和可能应用。利用电磁超材料实现室温下的光捕获是目前热门的研究方向。但超材料通常是有损耗的，捕获的光会以指数形式衰减。有源超材料可望用来克服电磁能量损耗问题。但是，仍然需要发展可行途径来精确地补偿损耗的能量，从而实现电磁波的长时间存储。
[0005] 研究表明，阻抗实部近零材料，作为具有独特电磁参量的一类有源超材料，也具有新颖的电磁特性，特别地，波动方程在阻抗实部为零且波矢虚部不为零的超材料中的本征解为局域态，可望用于实现电磁波(光)的停留和长时间存储。
发明内容
[0007] 本发明为解决上述技术问题采用以下技术方案：
[0008] 本发明提出一种基于阻抗实部为零材料的长时间存储电磁波的方法，其特征在于：采用阻抗实部近零、波矢虚部不为零的超材料，该材料，可采用在一维传输线中接入负电阻等方法来实现。实现电磁波停留和长时间存储的理论依据为：波动方程在阻抗实部为零且波矢虚部不为零的超材料中的本征解为局域态，而在阻抗实部接近于零的超材料中的本征解为行波。工作过程如下：电磁波输入时，材料的阻抗实部接近于零(但不为零)且波矢虚部不为零；通过改变材料的介电常数或磁导率，使得材料的阻抗实部变为零、但波矢虚部仍不为零，实现电磁波的停留和长时间存储；要输出所存储的电磁波时，改变材料的介电常数或磁导率，使得材料的阻抗实部不等于零即可。超材料介电常数或磁导率的调节，可通过控制传输线上电阻的大小来实现。
[0009] 本发明采用以上技术方案与现有技术相比，具有以下技术效果：
[0010] 本发明令电磁波垂直射入阻抗实部近零超材料，接着，改变材料的介电常数或磁导率，使得材料的阻抗实部变为零且波矢虚部不为零，实现电磁波的停留和长时间存储，要输出所存储的电磁波时，改变材料的介电常数或磁导率，使得材料的阻抗实部不等于零，上述过程符合电磁波存储器件需求；
[0012] 图1是本发明的器件示意图，其中1，2等为单元结构，这些单元结构串联形成了集总元件的梯形网络，每一个单元结构具体由图2所示。
[0013] 图2是本发明的单元结构示意图，该一维传输线的一个单元长度为d，包括串接电感(LR)、电容(CL)和电阻(R)，以及分流电容(CR)、电感(LL)和电阻(G)。
[0014] 图3是本发明所用超材料的(a)介电常数，(b)磁导率，(c)阻抗，和(d)材料中电磁波波矢随频率的变化关系。
[0015] 图4是本发明的电磁波存储单元示意图：由图1和2所示的一维超材料并列组合成两端口平整的圆柱状结构。
[0016] 图5是本发明的运行过程示意图(a)输入，(b)存储，和(c)输出。
具体实施方式
[0017] 下面结合附图对本发明的技术方案做进一步的详细说明：
[0018] 本技术领域技术人员可以理解的是，除非另外定义，这里使用的所有术语(包括技术术语和科学术语)具有与本发明所属领域中的普通技术人员的一般理解相同的意义。还应该理解的是，诸如通用字典中定义的那些术语应该被理解为具有与现有技术的上下文中的意义一致的意义，并且除非像这里一样定义，不会用理想化或过于正式的含义来解释。
[0019] 本发明基于阻抗实部近零的超材料，利用波动方程在阻抗实部为零且波矢虚部不为零的材料中的本征解为局域态这一性质，来实现电磁波的停留和长时间存储。
[0020] 考察在均匀各向同性线性媒质中传播的电磁波的特征。相应的媒质可用复介电常数 (εr为相对介电常数，ε0为真空介电常数，ε″为复介电常数 的实部，ε″为复介电常数 的虚部)和复磁导率 (μr为相对磁导率，μ0为真空磁
导率，μ″为复磁导率 的实部，μ″为复磁导率 的虚部)来表征。本文，复数参量用上标～来标志。αε(μ)为电(磁)损耗角。无源波动方程可写为：
导率，μ″为复磁导率 的实部，μ″为复磁导率 的虚部)来表征。本文，复数参量用上标～来标志。αε(μ)为电(磁)损耗角。无源波动方程可写为：
[0021]
[0023]
[0024] 式(2)的本征解可写为：
[0025]
[0027]
[0028] 其中， 为媒质的复阻抗(η′为复阻抗 的实部，η″为复阻抗 的虚部)。
[0029] 为探讨能量转化和守恒特征，通常采用Poynting定量：
[0030]
[0031] 其中，是电流密度， 和 分别为实数形式的电场强度、磁感应强、磁场强度和电位移矢量。令 亦即有电流导致的能量损耗可忽略。
为含时Poynting矢量， 可当作洛伦兹力做功功率的一部分，对应着
电磁储能密度和损耗密度。根据式(3)和(4)，可分别求出 和Pe，m(z，t)(ω为角频率)：
为含时Poynting矢量， 可当作洛伦兹力做功功率的一部分，对应着
电磁储能密度和损耗密度。根据式(3)和(4)，可分别求出 和Pe，m(z，t)(ω为角频率)：
[0032]
[0033]
[0034] 式(7)中的周期项表明能量交替存储然、释放，对应电磁储能密度；式(7)中与时间无关的项，对应电磁能量的损耗(sinαε+sinαμ＞0)或增益(sinαε+sinαμ＜0)，当sinαε+sinαμ＝2sinαkcosαη＝0时，电磁能量损耗为零。我们将特别关注cosαη＝0，亦即，阻抗实部为零情形，这时即使sinαk≠0，亦即，波矢虚部不为零，电磁能量损耗也为零。因此，为使能量守恒关系成立，波动方程的解，亦即，式(3)和(4)要分别修正为：
[0035]
[0036]
[0037] 式(4a)中符号“±”由初始状态确定。显然，式(3a)和(4a)表示的本征解对应的电场和磁场局域在z0附近，与一维有限势井中电子de-Broglie波的束缚态类似。另外，式(3a)和(4a)表示的电场和磁场自然地满足连续性边界条件。波动方程在阻抗实部为零、波矢虚部不为零的本征解为局域态，可用来实现电磁波的停留和长时间存储。
[0038] 文中提到的阻抗实部近零材料可通过在一维传输线中采用负电阻等方法来实现。从附图-2可见，该传输线的一个单元长度为d，包括串接电感(LR)、电容(CL)和电阻(R)，以及分流电容(CR)、电感(LL)和电阻(G)，其有效介电常数和磁导率分别为
[0039]
[0040]
[0041] 可见，材料的有效介电常数和磁导率，特别是电、磁损耗角，可以通过改变R或G的值来调整。
[0042] 例如，要使得频率1GHz处，材料的阻抗实部为零且波矢虚部不为零，可设则式(8)和(9)中各参数分别选为：LR＝2.0×10-8H，CL
＝6.2×10-13F，R＝-92.8Ω，CR＝2.1×10-13F，LL＝0，G＝9.8×10-4Ω-1，d＝10-2m，材料的有效介电常数和有效磁导率分别如图3(a)和3(b)所示，进一步可得到材料的复阻抗(见图3(c))和复波矢(见图3(d))，可见，在频率为1GHz处，阻抗实部为0且波矢虚部不为零。改变电阻R或G的值，可使1GHz处阻抗不为零。
＝6.2×10-13F，R＝-92.8Ω，CR＝2.1×10-13F，LL＝0，G＝9.8×10-4Ω-1，d＝10-2m，材料的有效介电常数和有效磁导率分别如图3(a)和3(b)所示，进一步可得到材料的复阻抗(见图3(c))和复波矢(见图3(d))，可见，在频率为1GHz处，阻抗实部为0且波矢虚部不为零。改变电阻R或G的值，可使1GHz处阻抗不为零。
[0043] 将多个上述一维超材料组并列合成两端口平整的圆柱状结构(如图4所示)，即可作为一电磁波存储单元。
[0044] 具体工作方式及过程如下所述：
[0045] 输入：如图5(a)，在时间段[0，t1]，调节电阻R，使材料的磁损耗角αμ略小于1.20π，比如取为 让一束自由空间中电场强度为
[0046]
[0047] 的电磁波从存储器左端口垂直射入，令存储器件足够长且入射时间Δt＝t1-0很短，则没有电磁波从右端口返回，忽略暂态过程的影响，透入器件的电磁波的电场强度分量可表为
[0048]
[0049] 其中 (η0为真空的阻抗，是存储器件在[0，t1]时间段的阻抗)。当t＞t1，快速调
节电阻R以改变磁损耗角αμ为1.20π，亦即， 并切断入射波，则式(11)表示
的行波将变成局域波。忽略暂态过程的影响，式(3a)表示的本征解的参量 可近似地表为
节电阻R以改变磁损耗角αμ为1.20π，亦即， 并切断入射波，则式(11)表示
的行波将变成局域波。忽略暂态过程的影响，式(3a)表示的本征解的参量 可近似地表为
[0050]
[0051] 其中
[0052] 存储：保持超材料介电常数和磁导率不变，被束缚住的电磁波将以局域稳态波的形式存在于圆柱结构中。
[0053] 输出：调节R的阻值以改变磁损耗角αμ的取值，使其略小于1.20π，如取存储的电磁波将从网络的右侧释放。改变αμ的取值，使其略大于1.20π，
如 存储的电磁波将从网络的左侧释放。
如 存储的电磁波将从网络的左侧释放。
[0054] 如上所述，本发明采用阻抗实部为零且波矢虚部不为零的超材料，获得稳态局域电磁波，巧妙地解决电磁能量损耗与增益的平衡问题，可实现电磁波的长时间存储。
[0055] 以上所述仅是本发明的部分实施方式，应当指出，对于本技术领域的普通技术人员来说，在不脱离本发明原理的前提下，还可以做出若干改进和润饰，这些改进和润饰也应视为本发明的保护范围。
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