复合阵列（共3篇）
复合阵列 篇1
模板合成纳米结构单元和阵列是20世纪80年代发展起来的前沿技术,也是近几年来广泛应用的一种非常有吸引力的纳米结构和阵列的合成方法[1]。一维纳米阵列通常是借助于多孔模板来合成的,所应用的模板主要有径迹蚀刻聚合物模板和多孔氧化铝模板[2]。
多孔氧化铝模板(Anodic aluminum oxide, AAO)制备工艺简单,具有垂直于膜面且呈高度有序平行排列的六角柱型纳米级孔洞, 孔密度相比径迹蚀刻模板大得多,可达1011个/cm2,孔径大小可在20～200nm调节、纳米孔道均匀、规则;具有较好的化学稳定性和热稳定性,并且对可见光透明;适用于制备由金属、合金、非金属、半导体氧化物和硫化物、导电高分子、高分子聚合物及其它各种物质构成的纳米材料[2,3,4,5,6,7,8];纳米量级的孔道网络主体控制客体定向排列的同时,也把客体粒子的生长尺度控制在纳米量级,从而实现纳米晶在有序多孔材料中的可控生长;通过改变模板内被组装物质的成分和纳米颗粒的形状比可调节纳米结构材料的性能。由多孔阳极氧化铝模板制备的有序纳米阵列因其量子化效应,在电学、光学、磁学方面具有特殊性质,纳米晶有序多孔氧化铝复合结构也表现出优异的光学、电学性能。
1 输运性能
输运性质是固体中的载流子在外力作用下的运动性质,导电性是材料最重要的输运性质之一。氧化铝模板制备的材料具有准一维特征,输运性质与块体显著不同,当电子的弹性散射平均自由程比系统的尺度小得多时,受无序分布杂质的散射,电子输运主要采用扩散方式;而当电子的弹性散射平均自由程与系统的尺度相当时,杂质散射可以忽略,限制电流大小的是边界散射,称为弹道输运方式。此时材料会因量子化效应而具有特殊的输运性质[9,10]。
以铋、锑为例,铋具有菱形结构、很小的有效电子质量、低密度和长自由程等特点,这使得用模板制备的纳米线具有弹道输运的性质。人们通过电化学沉积法在氧化铝模板中制得铋纳米线[11,12,13],Wang[13]对其磁阻性质做了研究,发现它具有巨磁电阻效应且在高磁场区域磁阻与B呈线性关系。Heremans等[14]采用加压将液态Bi注入到多孔氧化铝模板中的方法,成功制得Bi纳米线阵列,其纳米线均为单晶且沿线轴向有序排列。他们研究了Bi纳米线阵列的磁电传输(Magnetotransport)性质,制得的纳米线直径比电子平均自由程小(在4.2K、100K和300K时,块体铋的平均自由程约为400μm、2μm和100nm),所以其电子输运方式为弹道输运。我们知道纵向磁阻满足公式:
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低温下显示(低于50K)Bi纳米线阵列的纵向磁阻ΔR(B)/R(0)首先正比于磁场B2,然后曲线变平缓,在Bm时达到最大值,B>Bm时磁阻开始减小;这是因为弹道输运方式主要限制电流大小的是边界散射,而当我们采用平行于轴向的磁场后,电子被限制在纳米线内部而减小了边界散射,使得电阻变小。而Bm与温度T正相关,与纳米线直径d反相关(图1中(a)的直径为109nm,(b)的直径为65nm,(b)中的插图是65nm样品横断磁阻在4.5K时随B的变化曲线[14]),而且随温度的降低系数A/ρ0变化不大(而块体材料会发生显著变化)。
张勇等应用脉冲电沉积法在氧化铝模板中成功制备了高度有序的锑纳米线阵列并研究了其输运性质[10]。因为Sb的半金属特性,其载流子的平均自由程可以达到几个微米,de Broglie波长在40nm左右,所以对于40nm以下的Sb纳米线,由于量子限域效应,2个维度上的边界散射使得在Sb纳米线中产生了准一维弹道电子输运效应。在零场下随着温度的降低,30nm、40nm的锑纳米线电阻下降,表现出正的电阻温度系数(Temperature coefficient of resistance, TCR),即金属电阻温度特性。
对于典型的半金属Sb来说,载流子浓度受温度的影响不大,如图2所示,之所以电阻对温度不敏感是因为各种散射机制对电阻的变化起到了主要的影响作用。还可以看出,直径30nm和40nm的Sb纳米线的电阻随温度的下降呈单调下降趋势。在这里需要指出的是,对于这2种直径的Sb纳米线,从273K一直到20K,其比电阻R(T)/R(273K)的值都在0.84以上,对于直径30nm的单晶Sb纳米线,比电阻值可达0.95。说明在这样一个宽阔的温度区间内,纳米线的电子传输比较稳定,电阻值没发生大的波动,这无疑对Sb纳米线在纳电子器件上的应用提供了性能上的支持。
2 光学性能
多孔阳极氧化铝模板是一种宽带隙材料,具有良好的光学特性,在近紫外至近红外波段具有很高的透光性[15]。氧化铝模板具有蓝色发光带[16,17,18,19,20],而因其宽带隙不可能发射可见光,一般认为与膜中的单离子氧空位有关[16]。因模板制备过程中,阴离子会进入模板,也会影响其光学性能[16,21]。对半导体纳米线有序阵列的研究主要集中在光致发光上,而对金属纳米线有序阵列则开始着手进行光偏振的研究。
2.1 光致发光
纳米阵列体系界面结构的无序性使激子,特别是表面激子很容易形成。同时由于纳米阵列体系具有大的比表面积,界面中存在大量缺陷如悬键、不饱和键、杂质等以及界面耦合作用,可能在能隙中产生一些附加能级,因而具有与相应块体材料不同的发光特性。
氧化锌(ZnO)是Ⅱ-Ⅵ族半导体材料,室温下具有较宽的能隙(3.37eV)和极高的激子结合能(60meV)。黄新民等[22]采用多孔氧化铝作为模板,电化学沉积出Zn纳米线,再通过高温氧化得到ZnO纳米线阵列,该纳米线阵列有一条蓝色光致发光带(450～650nm),Li等[23]也发现了同样的现象。Vanheusden等[24]证明了ZnO的绿色发光带是由于ZnO纳米线中单离子氧空位引起的。这种光致发光来源于光子激发的空穴和一个电子占据的单离子氧空位的辐射复合。随着单离子氧空位浓度的增加,发光强度也随之增大。特别是在氧化性气氛中进行低温热处理后,ZnO纳米线中存在高浓度的单离子氧空位,因而会出现很强的荧光发光峰,随着热处理温度的升高,单离子氧空位浓度下降,发光强度减弱。袁志好[25]和Xu[26]等用氧化铝作为掩膜在硅片上制得了ZnO的纳米点阵列体系,发现除了在380nm处有一个本征发光峰外,在530nm处也存在一个较宽的发光峰,认为这是由光生空穴与单离子氧空位复合而产生的。
2.2 光偏振
高度有序的纳米线阵列是制作微光学偏振元件的理想材料,而氧化铝模板的可见光透明使得氧化铝复合金属纳米线有序阵列可被用来设计线栅型偏振器。而且对金属纳米线有序阵列的可控合成可调制其消光比与插入损耗。金属纳米线有序阵列可以使垂直于纳米线轴向的线偏振光能量几乎不损失,而使平行于纳米线轴向的线偏振光强烈衰减,从而将非偏振光转变为线偏振光[27]。下面以Ag纳米线有序阵列为例来说明其光学偏振性能。
组装在氧化铝模板中的Ag纳米线有序阵列的光学损耗谱如图3所示,曲线Lh、Lv分别为消光比(相应于电矢量平行于纳米线轴向的线偏振光垂直入射到样品截面时的光学损耗)和插入损耗(相应于电矢量垂直于纳米线轴向的线偏振光垂直入射到样品截面时的光学损耗)。从图3中可以看到在所测试的整个波段消光比在25～26dB,而平均插入损耗仅为0.77dB。在波长为2.2μm时,消光比为26dB而插入损耗为0.5dB。随波长的增大,消光比逐渐增加,而插入损耗缓慢减小,具有优异的偏振性能[28]。
3 磁学性能
研究磁性纳米线阵列的主要应用背景是高密度磁存储,作为非易失性的固体存储器件,磁存储是最重要的信息存储形式之一,如果可以用有序纳米阵列来存储,一个纳米线就是一个存储单元,这样可以极大地提高存储密度。
Yang等[29]用氧化铝模板成功制备了Fe纳米线(长径比可大于1000,为α-Fe)并研究了其磁性能,磁性测量表明磁性纳米线阵列具有显著的各向异性。图4是使用振动样品磁强计(Lakeshore,Model 7300 Series)室温下对Fe纳米线阵列测量的结果,图中Parallel(Perpendicular)是指平行(垂直)于模板也就是垂直(平行)于纳米线阵列)。当磁场沿着纳米线的方向(也就是垂直于模板),磁化容易饱和,磁滞回线的矩形比大于90%,矫顽力非常大(1832Oe)。而当磁场方向垂直于纳米线,磁化相对难于饱和,矩形比非常小,矫顽力为118Oe。模板上孔洞密度为160G/in2,经由电化学沉积而制得的纳米线阵列密度也是这个值,如果每个铁磁性纳米线都是一个存储单元,那么存储密度就可以达到24.8G/cm2(160 G/in2)这样高的数值!王成伟等[30]也对α-Fe纳米线做了研究,他们是用交流电沉积法在多孔AAO模板内合成的α-Fe纳米线,实验结果与上述情况相符,并且发现,当外磁场垂直磁化时,磁滞回线具有接近理想值的矩形比。此外,Du等[31,32]还利用同样的方法制备了Co的纳米线有序阵列,其也具有与Fe相同的优良磁各向异性。
无论磁场沿什么方向,磁性纳米线阵列的矫顽力都远远大于相应块体材料几个奥斯特的矫顽力,这是因为纳米线的直径只有30～40nm,接近材料的单畴尺寸,使材料的矫顽力有了明显的增大。由于沿着纳米线和垂直于纳米线的退磁因子分别是0和2π,所以当没有外加磁场时,形状各向异性倾向于使磁化强度沿着纳米线的方向排列,因此易磁化轴沿着纳米线的方向。矫顽力与磁场跟纳米线夹角(也是磁场和氧化铝平面夹角的余角)的实验结果也支持这一分析。图5是室温下Co纳米线阵列矫顽力的测试结果,可以看出矫顽力Hc随角度的增加而连续减小。
金属纳米线阵列的磁性能(如矫顽力、饱和磁化强度、剩磁比等)可以通过合金化来调节。使Fe、Co、Ni按照不同的配比形成合金,制备元素含量不同的纳米线阵列可以研究在纳米线状态下磁性合金的性能。合金纳米线中不同元素的原子比可通过调节电解液的成分来实现,具体的电沉积工艺类似于单质纳米线的制备。一般情况下合金纳米线呈多晶状态,具有特定晶面的择优取向。以Fe-Ni合金为例[33],Fe-Ni合金是典型的软磁材料,块体材料具有大的饱和磁化强度和非常小的矫顽力,而形成纳米线后表现出明显不同的磁性能,平行于纳米线方向的矫顽力为769～962Oe,远大于块体的(10Oe以下),接近于1.44Mb软盘的矫顽力,并具有明显的各向异性。
4 纳米阵列有序多孔氧化铝复合结构的特性
金属纳米粒子较强的表面等离子激元共振、局域场增强效应、量子尺寸效应、巨大的比表面积以及与介质之间的强关联效应, 使金属/阳极氧化铝(AAO)纳米有序阵列复合结构具有优异的线性和非线性光学特性, 在其结构的表面等离子共振(SPR)波长附近表现线性光学响应,出现一个强的吸收带, 同时其非线性光学响应也表现出明显的增强效应。由此, 金属/介质纳米复合结构薄膜表面等离子共振波长附近的光学响应及其应用研究(如表面增强拉曼光谱、表面增强倍频谐振器、传感器及全光学开关器件等)备受人们关注。
采用电化学沉积工艺, 李燕等[34,35]成功制备了铜/氧化铝(Cu/AAO)纳米有序阵列复合结构。研究结果发现, 在λ为570nm附近出现了明显的Cu表面等离子共振吸收峰, Cu纳米粒子对结构的光吸收和光致发光影响非常敏感。且随Cu沉积量的增加, 吸收峰位稍有蓝移, 其强度逐渐增强, 峰形由宽变锐;另外还发现, 该结构的吸收边随着Cu沉积量(或长径比)的增加大幅度红移,可以实现在近紫外至近红外的大范围内移动, 最大频移量超过500nm,且Cu表面等离子振荡吸收峰会随着吸收边的大幅度红移被掩盖而逐渐消失(如图6,其中(a)为 AAO;(b)为Cu/AAO,10s(沉积时间,下同);(c)为Cu /AAO,20s;(d)为Cu/AAO,35s;(e)为Cu/AAO,70s;(f)为Cu/AAO,120s;(g)为Cu/AAO,180s;(h)为Cu/AAO,270s)。
王成伟等[36]对采用电化学沉积工艺制备的Co/AAO纳米线有序阵列复合结构进行研究也发现随着氧化铝模板孔洞中纳米线的长度或直径的增加,吸收边出现大幅度红移(283～398nm),此外,Cu/AAO 纳米复合结构还具有很强的三阶非线性响应[37]。
他们还研究了Ag/AAO复合结构的等离子共振吸收的特性[38],发现当选用相同孔径的模板,随着沉积时间的延长,Ag纳米粒子的长径比增大,其复合结构的吸收峰位稍有蓝移,强度增强,且峰形逐渐变锐。根据Ag的等离子激元hωf =3.85eV及相应的吸收波长λ= 323nm可确定观察到的位于近紫外区的强吸收峰是Ag 纳米粒子所产生的表面等离子激元共振吸收。考察Ag/AAO 有序阵列复合结构光吸收特性时发现,该类结构的表面等离子共振吸收峰出现的位置与所选用的介质载体材料和复合结构的形态不同有关。Ag/AAO有序阵列复合结构光吸收理论模拟谱图如图7所示。
除此之外,Pt/AAO、Rh/AAO 纳米复合结构的吸光度与其金属组分有很强的相关性[39];Sm(Ru,Tm,Ti,Re,W,V,Tb,Er)/Al2O3 复合薄膜在近紫外及可见光区有很强的吸光度,在近红外波段却有高且基本稳恒的反射率[40]。由于表面等离子共振特性本质上依赖于金属纳米粒子与介质宿主材料的构成和相互作用, 因此, 纳米粒子的尺寸和形状的改变,甚至还包括改变表面等离子共振吸收带的峰位、强度和波带宽度等均被广泛研究 , 这些新颖的光学特性已在光学领域显示出诱人的应用前景。
在导电性方面,王银海等[41]通过在模板中交流电沉积Ag,推断出Al/Al2O3具有半导体整流特性,Ag/Al2O3组装界面也具有整流特性。
5 结束语
目前的研究主要集中在利用有序多孔氧化铝作为模板制备纳米线阵列,其物理、化学性能研究工作还处于起步阶段,有待进一步深入。理论研究也证明,纳米晶复合有序多孔氧化铝具有多种优良性能,使其在工农业生产的各个方面都具有巨大的应用价值,可在孔中沉积单质Fe、Co、Ni以及它们与其它金属的合金。介绍了这种纳米阵列结构具有不同的垂直磁各向异性,为磁传感器、高密度信息存贮器、高密度读出磁头等方面的应用开发了一类新颖的功能材料;如将Au、 Al、 Ni元素分别沉积于阳极氧化铝膜的微孔中制成的光偏振器,膜厚仅需1μm ,即可达到市售棱晶式偏振器超过1mm厚度的要求;单根金属纳米丝如镍、金、铂等具有较高活性可用于制作纳米功能电极;纳米金属线露头点的有序阵列可以作为大规模集成线路的接线头等。总之,在多孔阳极氧化铝模板中制备一维纳米材料,并进一步开发多种纳米元器件装置已显示出巨大的应用潜力和广阔的应用前景。因此开展纳米晶复合有序多孔氧化铝的研究具有重要的理论和实用意义。
摘要：由多孔阳极氧化铝模板制备有序纳米阵列因量子化具有各种特殊性能,准一维的电子输运环境使其磁阻随磁场变化有极值出现,表面缺陷的增加使其光致发光增强,纳米线阵列对各个方向透过光的损耗不通而具有偏振性,磁性能方面具有强烈的各向异性等。简要介绍了纳米阵列复合有序多孔氧化铝的性质,并展望了多孔氧化铝制备纳米晶的应用前景。
关键词：氧化铝模板,有序纳米阵列,各向异性,量子化
复合阵列 篇2
双负材料(DNM)是介电常数和磁导率同时为负数的材料,也常被称为左手材料(Left-Handed Material,LHM),它具有一些反常的电磁性质,比如返波、逆多普勒效应、负折射率特性等[1]。自从第一个由谐振环(Split-Ring Resonator,SRR)和金属线阵构成的DNM被实验验证以来[2],DNM在基础科学和工程技术领域都成为研究热点[3,4]。Pendry和Smith等人的研究表明,金属线阵列能够降低复合体系的等离子体频率,在一定频段具有等效的负介电常数,而SRR结构则在其谐振频率附近具有等效的负磁导率[2]。实际上,很多天然铁磁性材料在其铁磁谐振频率附近就具有负的磁导率,通常铁磁谐振频率就在GHz量级,而且铁磁性材料还具有磁导率受外加偏置磁场调节的特点[5],能够实现工作频段可调节的DNM。因此基于铁磁性材料的DNM受到广泛关注,国内外的一些研究小组分别通过理论和实验研究了如何应用铁氧体、铁磁性金属等铁磁性材料设计实现DNM[5,6,7]。
在Pendry有关金属细线阵列结构低频等离子体模型的基础上[2,8],Dewar提出了一种采用磁性基体的金属线阵列结构[9]。他给出了这种复合结构的等效电磁参数在长波近似条件下的理论模型,并指出这种结构可以在一定频段实现DNM。本文基于Dewar提出的理论模型设计了一种应用铁磁性基体的二维DNM。建立了磁性基体中金属线单元结构的电磁散射模型,利用多重散射方法计算了该单元结构构成的复合体系的传输特性,并与利用近似模型计算的传输谱进行了对比,初步确认了该模型的正确性。通过全波电磁仿真结合电磁参数反演提取了该单元结构的等效电磁参数,进一步验证了长波近似模型的正确性。全波仿真了复合体系的电磁场分布,观察了反向波现象的发生,设计的复合体系在一定的频段内具有明显的DNM特性。
1 磁性基体与金属线复合结构等效电磁参数的理论模型
Dewar提出的结构如图1所示,磁性基体中插入金属细线阵列的复合结构[9],这个结构和Pendry-Smith结构非常接近,只是周期结构中的背景媒质换成了本身具有负磁导率的铁磁性材料。但是,在Pendry-Smith结构中产生负磁导率的谐振环和产生负介电常数的金属细线之间是有一段间隙,并且在理论分析时认为它们相互之间没有耦合[2]。但是金属细线直接插入到铁磁性材料中构成的复合体系中,就必须考虑背景媒质的负磁导率对金属细线阵列结构等效负介电常数的影响[9]。因此,正如图1所示的那样,在Dewar提出的结构中,金属细线和磁性基体之间被一层磁导率大于0的介质隔离着。
假定金属线外包裹的介质层为自由空间,它的外径为r2,金属线半径为r,阵列周期常数为a,并且r<<r2a,如果把每个周期单元等效为半径为
式中:σ0是金属线的电导率;σ
式中:μ∞=1;μs是磁性基体的静态相对磁导率;ωr是其谐振频率;δ为阻尼因子。
假定复合结构的几何参数为:a=4 mm,r=1 μm,r2=100 μm,材料参数为:εf=3ε0,μs=35,ωr约为0.8 GHz,δ约为0.01 GHz。选用铝线作为金属细线,它的电导率约为3.82×107 s/m。图2给出的是利用式1中的模型计算得到的复合结构在3～12 GHz频带内的等效电磁参数。从图中可以看出,由于受到了磁性基体磁导率的影响,金属线阵列的等效介电常数εeff实部不再单调变化,而是在出现一个负的峰值后开始朝大于0的方向增加。
图3还给出了利用上述等效电磁参数求出等效波数keff。图中结果表明在磁性基体磁导率μf<0的范围内,复合结构等效波数的实部Re(keff)的确小于0,应该呈现DNM的性质。但是在频率的低端,随着εeff和μf虚部的增加,波数的虚部开始接近实部,结构的损耗变得很大,透射系数很小。当磁性基体的磁导率大于0以后,出现了一段Re(keff)>0,|Re(keff)/lm(keff)|<<1的频带。对比图2(a)可以看出,这段频率还处于复合结构的等离子频率以下,这时Re(εeff)<0,Re(μeff)>0,复合结构是所谓的单负材料,等效波数的虚部远大于实部,衰减很大。当入射电磁波的频率高于体系的等离子频率以后,由于介电常数和磁导率实部都大于0,复合结构变成正常材料。
2 磁性基体金属线阵列复合结构传输谱的数值计算
Dewar模型是对磁性基体金属线复合单元等效电磁参数的近似模型。如果把包裹了一层介质的单根金属线看作一个处于磁性基体中的柱状散射单元,那么利用多重散射方法(MSM)能够较为严格地计算该单元结构周期排列构成的完整复合结构的传输谱[11]。为了考虑有限电导率的金属线中电阻损耗带来的影响,没有把金属线当作理想导体处理,而是按照文献[11]中的做法,假定它的介电常数为ε3,磁导率为μ3=μ0。介质层为自由空间,它的介电常数为ε2=ε0,磁导率为μ2=μ0。磁性基体的介电常数为ε1,磁性基体的磁导率为μ1。在知道结构中每层材料的电磁参数后,包裹介质层的金属线的散射系数的求解如下。金属柱内部的z方向的电场和φ向磁场分别可以写作如下形式:
式中k3是金属柱内的波数。在介质层场为:
式中k2是介质层的波数。在散射单元外场为:
式中an=j-n。
分层界面ρ=r,ρ=r2处的边界条件为:
利用边界条件可以求出系数sn,bn,cn,dn,然后就能得到包裹介质的金属线的散射系数为:
式中:
式中k1,k2,k3分别为磁性基体、介质层和金属中的波数。
图4给出了利用MSM计算的磁性基体与金属线阵列复合结构的传输谱,计算参数与图3中计算等效波数时设定的参数相同。复合结构在传播方向上的长度为5.5个周期长度,即22 mm。作为对比,还根据传输线理论计算一段均匀材料的透射系数,图4中给出了应用Dewar模型导出的等效电磁参数的均匀材料的传输谱计算结果,材料的长度也是22 mm。从图中可以看出传输谱在磁性基体的磁导率小于0的范围内的确有一个透射系数较大的通带出现,在整个计算的频带内,多重散射的计算结果都与利用等效电磁参数模型和传输线理论计算出来的结果大体上保持了一致。
图5给出了复合结构分别在拿掉金属线阵列和磁性基体的磁导率等于1时复合结构传输谱的计算结果。从图中可以发现,在两种情况下,复合结构的传输谱在相同的频率范围内都没有出现通带,因为它们分别对应着单一的负磁导率和负介电常数。只有在同时具有金属线阵列和负的磁导率时复合结构传输谱中才会出现通带,对比图2可以知道,这时复合结构具有同时为负的磁导率和介电常数。
3 磁性基体金属线阵列复合结构等效电磁参数的数值反演
通过复合结构的散射参数(S参数)反演它的等效电磁参数是研究结构是否具有等效的双负电磁参数的一种常用方法[12,13]。
利用商业软件CST Microwave Studio数值可以仿真得到单个单元的S参数,仿真单元的结构参数和材料参数与图3中计算等效波数时设定的参数相同,图6给出了仿真得到的单个单元的S参数。利用全波仿真得到的S参数可以进一步求出该单元结构等效的电磁参数[12,13]。图7(a)给出了利用仿真得到的S参数反演出的磁性基体金属线复合单元的等效电磁参数、折射系数以及阻抗。从图中可以看出,在磁性基体磁导率小于0的频率范围内,复合结构的等效介电常数和磁导率的实部确实存在一段同时小于0的区间。图7(b)给出了根据Dewar的理论模型计算出来的等效电磁参数、等效折射率和阻抗。对比图7(a)中的数值反演结果和图7(b)中的理论计算的结果,可以发现这一磁性基体金属线阵列复合结构的确具有双负的特性,同时Dewar提出的该结构等效电磁参数的理论近似模型是准确的。
4 磁性基体金属线阵列复合结构反向波现象
电磁波在DNM中传播时会出现反向波现象[1],所以当柱面波从正常材料入射到DNM中,在双负材料内会出现明显的波阵面朝着入射方向的现象[14]。因此可以通过数值仿真线电流源激励起的柱面波从空气入射到复合结构时场的分布情况,观察其中是否存在反向波现象,从而判断复合结构是否具有DNM的性质。
利用CST能够全波仿真复合体系中的电磁场分布。假定复合结构在波传播方向上有7个周期长度即28 mm,横向有20.5个周期长度即82 mm,结构的每个周期单元和数值方法反演结构等效电磁参数时相同。由线电流源入射激励,线电流源放置在离结构端面14 mm的中心位置。图8(a)给出了处于4.4 GHz频率点的电场幅度分布结果,根据图7(a)图7(b)中给出的结果,复合结构在该频率点具有负的折射系数实部和较小的虚部。图8(b)给出了没有复合结构的介质材料中的场分布情况,介质具有和磁性材料相同的介电常数。将两种情况的场分布进行对比,可以发现在复合结构中的确出现了波阵面朝着入射方向的反向波。这一现象更进一步证实,这种磁性基体金属线阵列结构在一定频带内具有DNM的性质。
5 结 语
本文通过理论和数值方法研究了铁磁性基体与金属线阵列复合体系中的DNM特性。首先基于其等效电磁参数的长波近似模型,利用磁性基体与金属性阵列复合结构设计了一种二维DNM。采用多重散射方法数值计算了该材料的传输特性,随后又通过全波电磁仿真结合电磁参数反演提取了该材料单个单元的等效电磁参数。这些数值结果验证了利用长波近似模型得到的理论结果,确认了长波近似模型的正确性。最后本文对复合体系中的电磁场分布进行了全波仿真,在所设计的双负频段观察到了了反向波现象的发生,进一步验证了铁磁性基体与金属线阵列复合体系中的DNM特性。
摘要：基于铁磁性基体与金属线阵列复合结构等效电磁参数的长波近似模型,设计了一种应用铁磁性基体的二维双负材料。根据带有介质包裹层的金属线的散射特性,采取多重散射方法计算了铁磁性基体与金属线阵列复合结构的传输谱;还通过全波仿真提取了单元结构的等效电磁参数。这些数值结果与长波近似模型的理论结果取得了很好的一致,确认了该模型的正确性。通过仿真周期复合体系中的电磁场分布,在所设计的双负频带内观察到了反向波现象,进一步验证了所设计的复合体系的双负特性。
复合阵列 篇3
集成成像因其具有连续视差、不需要助视设备、无立体观看视疲劳等优势,是最有希望实现3D电视的真3D显示方法之一[1]。到目前为止,研究人员解决了集成成像3D分辨率低[2,3]和景深小[4,5,6]等问题[7,8,9,10,11]。如何让集成成像3D显示被众多家庭用户所接受,成为了亟待解决的问题。在传统集成成像的拍摄和显示过程中,所使用的微透镜阵列参数相同,而在实际的电视系统中,我们无法让所有的家庭用户的集成成像3D显示器都具有相同的参数,同样地,广播电视系统也不可能为每一种参数的集成成像3D显示器都拍摄一组与之对应的3D显示片源。因此,只有让微图像阵列与不同参数的集成成像3D显示系统兼容,才能实现理想的集成成像3D电视播放。本文提出基于不同微透镜阵列参数的集成成像微图像阵列生成方法,该方法能实现不同参数的微图像阵列与微透镜阵列间的兼容,且重建的3D图像不会产生图像缩放和图像畸变。
1原理
本文提出的集成成像方法的原理示意图如图1所示,在拍摄过程中,微透镜阵列1包含M1×N1 个透镜元,其节距和焦距分别为p1和f1,三维场景的3D信息被微透镜阵列1记录在其焦平面上,获得微图像阵列1;在显示过程中,微透镜阵列2包含M2×N2 个透镜元,其节距和焦距分别为p2和f2,因此拍摄过程中的微透镜阵列1和微图像阵列1与显示过程中的微透镜阵列2和微图像阵列2具有不同的参数。本文推导出像素映射算法将拍摄获得的微图像阵列1生成显示时所需的微图像阵列2,由微透镜阵列2和微图像阵列2重建的3D图像没有发生图像畸变,且保持原 三维场景 的尺寸大 小和空间位置。
图2所示为推导的像素映射算法,包含虚拟显示和虚拟拍摄两个步骤。在虚拟显示步骤中,微图像阵列1和微透镜阵列1重建出三维场景深度反转的3D图像。在虚拟拍摄过程中,微透镜阵列1和2的间距为L,微透镜阵列2与图1(b)显示过程中的微透镜阵列2参数相同,微图像阵列1和2的图像元分辨率都为r×r。如图2所示,微图像阵列1上第m列n行的图像元中第i列j行的像素记为I1(m,n)i,j,该像素发出的光线被微透镜阵列1和2折射,到达微图像阵列2上第m′列n′行的图像元中第i′列j′行的像素位置上,该像素记为I2(m′,n′)i′,j′。因此像素I1(m,n)i,j与像素I2(m′,n′)i′,j′之间存在如下关系:
式中,round(·)函数代表四舍五入取整数。当计算出的i′和j′值大于图像元分辨率r时,应舍弃该像素以避免相邻图像元间的串扰。这样,将m从1到M1循环取值,n从1到N1循环取值,i从1到r循环取值,j从1到r循环取值,就能将微图像阵列1中的所有像素映射到微透镜阵列2的焦平面上,生成显示过程所需的与微图像阵列1参数不同的微图像阵列2。
图2中,微透镜阵列1和2的间距L决定了再现3D图像的深度。设在拍摄过程中,3D物体到微透镜阵列1的距离为la,在显示过程中,重建的3D图像的深度为
当la=L时,3D图像显示在微透镜阵列2上;当la>L时,3D图像显示在微透镜阵列2之后;当la<L时,3D图像显示在微透镜阵列2之前。
在像素映射过程中,当微图像阵列1中相邻图像元的像素发出的光线被微透镜阵列1和2折射后,到达微图像阵列2中,将产生如图3所示的串扰像素,因此微透镜阵列1和2的焦距和节距应满足式(7)的关系,以避免串扰像素的出现。
当在微图像阵列1中找不到像素与微图像阵列2中的像素I2(m′,n′)i′,j′对应时,微图像阵列2中就产生了无信息像素,如图4所示。因此微图像阵列1、2和微透镜阵列1、2的单元数量M1×N1和M2×N2 应满足式(8)和式(9),以避免无信息像素的出现:
式中ceil(·)函数表示向上取整数。
2实验及验证
实验中,3D场景由三个位于不同深度的平面图像组成,如图5所示,相机阵列模拟微透镜阵列1对3D场景进行拍摄。Z轴表示不同平面图像与相机阵列的距离,分别是60 mm,100 mm和150 mm。我们对本文提出的方法、无参数改变的传统方法、以及文献[11]所述的直接缩放方法进行了实验比较,所用的器件参数如表1所示,其中本文提出的方法中微透镜阵列1和2的参数满足公式(7)~(9),生成的三幅微图像阵列2如图6(a)~(c)所示。
我们采用基于深度平面的计算机重建实验来产生三种方法重建的3D图像在纵向的截面图,该方法可以很容易的获得重建3D图像的纵向放大率。因为微透镜阵列1和2的间距为L=100mm,因此无参数改变的传统方法重建的无畸变3D图像的深度应分别为-50mm,0mm和40mm。图7(a)和(b)分别为本文提出的方法和传统方法重建的3D图像,它们分别在-50mm,0mm和40mm的深度上能清晰成像,说明其纵向放大率为1。图7(c)所示为直接缩放方法重建的3D图像,分别在 -42.8mm,0mm和34.3mm处清晰成像,说明该方法重建的3D图像的纵向放大率约为0.86。
同样,我们进行了集成成像光学3D显示实验来验证重建3D图像的横向放大率。因为三幅微图像阵列2的分辨率较高,我们采用爱普生高分辨率彩色打印机将三幅微图像阵列2打印出来,并与相应参数的微透镜阵列2进行精密耦合,获得的三幅集成成像3D画如图8所示。图中直尺用来测量再现3D图像“II”的横向尺寸,如图8(a)和(b)所示,本文提出的方法和传统方法重建的3D图像“II”的横向尺寸都为67.5mm,因此它们的横向放大率为1,而图8(c)所示的直接缩放法重建的3D图像“II”的横向尺寸变为43.5mm,因此其横向放大率约为0.644。因此上述实验验证了本文提出的方法能生成不同参数的微图像阵列2,且重建的3D图像没有发生图像缩放和图像畸变。
3结论