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1、高阻抗表面材料的电磁特性——合作性学习汇报第二组刘竹友高阻抗表面材料的电磁特性11高阻抗表面材料概述12高阻抗表面材料的电磁特性13高阻抗表面材料的原理23.1阻抗23.1.1本质阻抗23.1.2复本质阻抗53.2低损耗媒质阻抗：（良导体）54.高阻抗表面的反射特性65.高阻抗表面材料的其它应用76.参考文献71高阻抗表面材料概述人工特性电磁材料：电磁特异材料(Metamaterial)是由对电磁场具有特殊响应的人造谐振结构组成,只是原来原子和电子被人造的共振结构单元所代替,但在长波极限条件下,基于有效媒质理论同样可以用两个宏观等效的参量来描述:有效介电常数和有效
2、磁导率。这种材料可以被设计成具有一些自然界中很难或不可能存在的奇异性质,而这些性质起源于特异材料的亚波长结构细节,而非材料本身的化学成分。高阻抗表面材料：一种新型金属电磁特异材料，该材料具有高阻抗表面结构。这种结构的特点是以金属为衬底的介电材料层上周期性排列金属微结构，微结构和金属衬底之问用1根小金属棒相连接。2高阻抗表面材料的电磁特性当1束电磁波入射到此结构表面时，它的反射波相位(Reflectivephase)随着频率的变化从连续变为，表明其中必有1个频率所对应的反射相位为0，即存在同相位反射；而当体系的反射相位为0时，其等效特征阻抗将趋向一，即存在高阻抗表面
3、；另外，在某些特定的频段区域存在表面波的全带隙，也就是TE表面波模式和TM表面波模式会同时被抑制。这种结构表面具有很高的阻抗，能在特定频段内能实现电磁波的同相位反射，即反射波与入射波的相位养为零，这与普通金属板的相位反射有很大的不同。对于金属反射板，电磁波正入射时，会在其表面发生反射，为了满足导体表面的切向电场分量为零的边界条件，反射波的相位与入射波相反，形成180°的相位差。93高阻抗表面材料的原理3.1阻抗对于良导体，电磁波基本上不能进人(渗入)到导体的内部，当电磁波正人射时，会在其表面发生反射，反射波与入射渡的相位在导体表面上正好相差”相位角，也就是说，反射
4、波与人射渡足反相的。由于导体内部不存住电磁场，导体丧面的电场与磁场的切向分量为零。而只有反射波与入射波反相，才能满足导体表面的电场和磁场的切向分量为零这一边界条件。在这种情况下，如果天线位于较靠近导体表面的位置，天线所产牛的电磁波存导体表面所引起的反射波的相位与天线所直接反射的电磁波的相位几乎是相反的，因而会大大减小天线的反射效率。为避免这种情况，导体反射面与天线之间的距离需维持为的距离(为波长)，使反射波与天线的发射波同相传播。3.1.1本质阻抗对于电磁吸波材料,其电磁参数μ、ε一般都具有复数形式,可表示为：(1)它们的实部和虚部都是频率的函数,而且ε″、μ″总
5、是大于零的正数。它们的虚部是与损耗相对应的,分别对应着介电损耗与磁损耗。在电介质中,单位体积的功率损耗可由下式表示：9(2)式中E为振幅值。由此可见,介质内单位体积的介电功率损耗与ε″成比,同样,在磁性介质中可得单位体积的磁损耗为（3）式中H为振幅值。由此可以看出介质内单位体积内的磁损耗与也成正比。介质材料的波阻抗：不失一般性,考虑平面电磁波斜入射到介质上。根据电磁波理论,入射电磁波可以分解为垂直极化波和水平极化波。先讨论垂直极化波入射的情况,也即电场E平行于入射面。在直角坐标系中,其在电磁吸波材料中的波方程（4）介质中的平面波场分量可以表示为：9（5）式中E0、
6、H0、θ分别为电场幅值、磁场幅值、电场与y轴的夹角,α、β为复常数。(6)由式(6)的前两式相除可得(7)由式(6)的第三式可得H0=jω(βsinθ+αcosθ)(8)把式(8)代入式(6)的第一式可得（9）化简上式可得（10）把式(7)代入式(10)可得（11）同理可得9（12）根据电磁波理论,介质的波阻抗为电场与磁场之比,因此有（13）对于平行极化波,仿以上推证过程,同样可得到介质中波阻抗仍为式(13)材料电磁材料参数：显见通过式(13)直接讨论两种材料波阻抗是相当复杂的。而求一定条件下的电磁参数的匹配条件则不失为一个好的办法。根据式(13)的特点,可以看到
7、当下式成立时(14)由式(13)可得材料的波阻抗即为(15)由上式可见,此时材料的波阻抗即为材料磁导率和介电常数的实部比值的均方根。在阻抗材料研制时,通常是材料与空气介质的匹配,此时可取ε′=nε0,μ′=nμ0(n为大于零的任意实数)。如果材料无耗,即是ε″=0,μ″=0,且n=1,此时介质即退化为空气介质,即二者是同一介质,问题显然成立;如果介质是有耗的,则介质的介电常数的虚部和磁导率的虚部的值也必须分别为ε″=nε0,μ″=nμ0,同时注意到式(14)和式(15)中都不包含频率ω和入射角θ,也即它们与频率ω无关,也与入射角θ无关。阻抗与反射系数令9定义两介质
8、的反射系数
