1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Радиотехника и электроника
  4. T. 64, № 11, 2019

Радиотехника и электроника, 2019, T. 64, № 11, стр. 1070-1078

Новые функциональные возможности микроволной интерферометрии при использовании метаструктуры в качестве управляемого разделителя пучка

Г. А. Крафтмахер 1, *, В. С. Бутылкин 1, Ю. Н. Казанцев 1, В. П. Мальцев 1

1 Фрязинский филиал Института радиотехники и электроники им. В.А. Котельникова РАН
141190 Фрязино, Московской обл., пл. Введенского, 1, Российская Федерация

* E-mail: gkraft@ms.ire.rssi.ru

Поступила в редакцию 11.03.2019
После доработки 11.03.2019
Принята к публикации 21.03.2019

Полный текст (PDF)

Аннотация

Экспериментально показано, что микроволновый метаинтерферометр с метаструктурой (метаповерхностью или метаатомом) в качестве управляемого разделителя пучка обладает уникальной возможностью специфического селективного магнитного и электрического управления многополосной фильтрацией электромагнитных волн. Приведены результаты исследований интерферограммы модифицированного метаинтерферометра на основе волноводного тройника, в котором метаструктура содержит ферритовую пластину или структуру из проводящих резонансных элементов, совместимых с элементами управления, или их комбинацию с ферритом. Продемонстрирована зависимость формы, ширины, интенсивности и частоты интерференционной полосы от величины и знака магнитостатического поля, взаимоположения ферромагнитного резонанса и полосы, а также от электрического напряжения на варакторах, внедренных в разрывы элементов. Получены экспериментальные результаты, открывающие пути для новых методов и подходов в разработке переключаемых и управляемых многополосных микроволновых фильтров, востребованных в многофункциональных многоканальных телекоммуникационных системах.

ВВЕДЕНИЕ

В настоящее время перестраиваемые многополосные фильтры электромагнитных волн, востребованные в многоканальных телекоммуникационных системах, вызывают особый интерес [1]. Базой таких фильтров служит каскад разнодиапазонных резонаторов в комбинации с линией передачи. Для перестройки используются методы, апробированные в однополосных фильтрах. Они основаны на электромеханических [2], магнитных с использованием ферритов [3, 4], а также электрических эффектах с использованием полупроводниковых варакторов [5] и сегнетоэлектрических варикондов [6]. Однако управление в случае многополосной (трехполосной и более) фильтрации весьма проблематично [7]. В то же время на микроволнах известны управляемые магнитоэлектрические материалы [8], метаструктуры, метаповерхности и метаатомы [9], содержащие разомкнутые проводящие резонансные элементы, совместимые с элементами управления.

В настоящее время метаматериалы охватывают довольно широкий круг искусственных сред. В частности, перспективы фотонных кристаллов обсуждаются в работах [10, 11], неоднородных периодических сред (электромагнитных кристаллов) – в [12]. Важную роль в развитии направления “Метаматериалы” в свое время сыграли киральные, биизотропные и бианизотропные среды [13] в связи с возможностью практического применения (радиопоглотители, “левые” среды [14, 15] предсказанные задолго ранее в [16]). Обзору теоретических исследований киральных сред посвящена работа [17]. Теоретические работы сотрудников отдела ИРЭ РАН, руководимого Б.З. Каценеленбаумом, внесли существенный вклад в развитие этого направления. Отметим разработку новых киральных элементов [18], теорию кольцевых токов в киральных элементах [19], исследования поляризационно-селективных резонансных явлений в искусственных средах с пространственной дисперсией и структурах, обладающих киральными свойствами в микроволновом диапазоне волн [20, 21], электродинамический анализ эффекта фокусировки с линзой Веселаго–Пендри [22–24], исследования эффективных параметров и распространения электромагнитных волн в волноведущих структурах с киральными элементами [25, 26].

Метаматериалы нашли применение в управляемых микроволновых фильтрах. Первый перестраиваемый однополосный фильтр с метаматериалом в виде разомкнутого кольца с варактором был выполнен в [27], затем этот подход был развит в [28–31].

Наряду с резонаторами разрабатываются фильтры, использующие интерференцию двух сигналов: микроволновые фильтры и оптические на базе интерферометра Маха–Цендера с управляемым электрооптическим разделителем пучка [32].

Цель данной работы – осуществить управляемую многополосную фильтрацию с помощью интерферометра на основе волноводного тройника, (впервые названного нами метаинтерферометр [33]) и развить подход, предложенный в [34].

1. МЕТА-ИНТЕРФЕРОМЕТР, S-МАТРИЦА И ИНТЕРФЕРОГРАММА

Мета-интерферометр (рис. 1) представляет собой волноводный тройник h-типа с закороченным боковым плечом, содержащий в качестве разделителя пучка метаструктуру М, мета-поверхность или мета-атом с медными резонансными элементами, совместимыми с элементами управления. На рис. 2а–2ж представлены разные структуры для возможных применений в качестве разделителя пучка. В данной работе приводим некоторые результаты исследований метаструктур с ферритовой пластиной (см. рис. 2а), с ферритовой пластиной в комбинации с диполем “бабочка” с разрывом, в который впаян варактор (см. рис. 2ж), с решеткой из резонансных проводов в комбинации с одиночным продольным проводом с разрывом (см. рис. 2е).

Рис. 1.

Схема метаинтерферометра: М – метаструктура, К – корокозамыкатель, 1 – входной, 2 – выходной, 3 – закороченный волновод.

Рис. 2.

Метаструктуры, предлагаемые в качестве разделителя пучка: а – ферритовая пластина; б – нагруженный варактором диполь “бабочка” (Д – диполь, В – варактор); в – ряд нагруженных варакторами дважды разомкнутых колец; г – решетка планарных двойных разомкнутых колец; д – решетка планарных спиралей в полтора оборота; е – решетка Р линейных резонансных проводов в комбинации с ортогонально и асимметрично расположенной медной полоской МП (В – варактор); ж – структура “феррит–диполь”.

Для описания метаструктуры введем S-матрицу с элементами ${{S}_{{mn}}} = {{s}_{{mn}}}exp\left( {i{{{\varphi }}_{{mn}}}} \right).$ Учтем, что метаинтерферометр, по существу, является модификацией интерферометра Майкельсона в сочетании с интерферометром Фабри–Перо (переотражения между короткозамыкателем К и метаструктурой М). Коэффициент отражения от короткозамыкателя имеет вид $R = rexp\left( {i{{{\varphi }}_{R}}} \right),$ далее – ${{{\varphi }}_{R}} = {\pi }.$

Из волновода 1 (см. рис. 1) на детектор в конце волновода 2 приходит сигнал с нормированной амплитудой ${{S}_{{21}}}exp\left( { - i{{k}_{2}}{{L}_{2}}} \right).$ Здесь и далее Lm – путь, пройденный излучением в волноводе m-го плеча тройника, – волновое число этого волновода. Отражением от детектора пренебрегаем. В волновод 3 поступает нормированный сигнал ${{S}_{{31}}}.$ До короткозамыкателя К доходит ${{S}_{{31}}}exp\left( { - i{{k}_{3}}{{L}_{3}}} \right),$ после отражения на метаструктуру M приходит сигнал $R{{S}_{{31}}}exp\left( { - {\text{2}}i{{k}_{3}}{{L}_{3}}} \right);$ в выходной волновод отсюда поступает сигнал ${{S}_{{23}}}R{{S}_{{31}}}exp\left( { - {\text{2}}i{{k}_{3}}{{L}_{3}}} \right),$ к детектору приходит ${{S}_{{23}}}R{{S}_{{31}}}exp\left( { - i{\text{(2}}{{k}_{3}}{{L}_{3}}{\text{ + }}{{k}_{2}}{{L}_{2}})} \right).$ Сигнал ${{S}_{{33}}}R{{S}_{{31}}} \times $ $ \times exp\left( { - {\text{2}}i{{k}_{3}}{{L}_{3}}} \right),$ рассеянный структурой M обратно в волновод 2, прошедший до короткозамыкателя К, отразившийся от него и вернувшийся к структуре M, равен $\left[ {{{S}_{{33}}}R{{S}_{{31}}}exp\left( { - {\text{2}}i{{k}_{3}}{{L}_{3}}} \right)} \right] \times $ $ \times \,\,Rexp\left( { - {\text{2}}i{{k}_{3}}{{L}_{3}}} \right).$ После рассеяния структурой M и прохождения по волноводу 2 на детекторе добавляется величина

${{S}_{{23}}}\left[ {{{S}_{{33}}}R{{S}_{{31}}}exp\left( { - {\text{2}}i{{k}_{3}}{{L}_{3}}} \right)} \right]Rexp\left( { - i{\text{(2}}{{k}_{3}}{{L}_{3}} + {{k}_{2}}{{L}_{2}})} \right).$

Сигналы, получающиеся в результате повторных переотражений, в закороченном волноводе составляют геометрическую прогрессию со знаменателем ${{S}_{{33}}}Rexp\left( { - {\text{2}}i{{k}_{3}}{{L}_{3}}} \right).$ Просуммировав сигналы, поступившие на детектор, получаем нормированную амплитуду выходного сигнала (коэффициент передачи по амплитуде)

(1)
$t = \left[ {{{S}_{{21}}} + \frac{{{{S}_{{23}}}R{{S}_{{31}}}exp\left( { - {\text{2}}i{{k}_{3}}{{L}_{3}}} \right)}}{{1 - R{{S}_{{33}}}exp\left( { - {\text{2}}i{{k}_{3}}{{L}_{3}}} \right)}}} \right]exp\left( { - i{{k}_{2}}{{L}_{2}}} \right).$

Интерферограмма метаинтерферометра представляет собой зависимость от частоты коэффициента передачи по мощности

(2)
$T = {{\left| t \right|}^{2}} = \frac{{s_{{21}}^{2} + 2r{{s}_{{21}}}\left[ {{{s}_{{21}}}{{s}_{{33}}}cos\Phi - {{s}_{{23}}}{{s}_{{31}}}cos\left( {\Phi + {\tilde {\varphi }}} \right)} \right] + {{r}^{2}}\left[ {{{{\left( {{{s}_{{21}}}{{s}_{{33}}}} \right)}}^{2}} - 2{{s}_{{21}}}{{s}_{{23}}}{{s}_{{31}}}{{s}_{{33}}}cos{\tilde {\varphi }} + {{{\left( {{{s}_{{23}}}{{s}_{{31}}}} \right)}}^{2}}} \right]}}{{1 + 2r{{s}_{{33}}}\cos \Phi + {{{\left( {r{{s}_{{33}}}} \right)}}^{2}}}},$

где $\Phi = 2k_{3}^{'}{{L}_{3}} - {{{\varphi }}_{{33}}},$ ${\tilde {\varphi }} = {{{\varphi }}_{{33}}} + {{{\varphi }}_{{21}}} - {{{\varphi }}_{{31}}} - {{{\varphi }}_{{23}}}.$ Ослаблением в волноводах пренебрегаем.

Очевидно из (2), что вид интерферограммы зависит от частотной дисперсии модулей и фаз элементов S-матрицы и от воздействия на них внешних факторов, таких как в исследованных метаструктурах электрическое напряжение обратного смещения на варакторах VОС или магнитостатическое поле H, приложенное к ферриту. Следуя [34], проиллюстрируем это на ситуации, когда в закороченном плече отражение от метаструктуры мало (${{s}_{{33}}} \ll 1$). В этом случае коэффициент передачи по мощности равен

(3)
$T \approx {{\left( {{{s}_{{21}}} - {{s}_{{23}}}{{s}_{{31}}}r} \right)}^{2}} + 4{{s}_{{21}}}{{s}_{{23}}}{{s}_{{31}}}r{{\sin }^{2}}\left( {k_{3}^{'}{{L}_{3}} + {{{\delta \varphi }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta \varphi }} 2}} \right. \kern-0em} 2}} \right),$

где ${\delta \varphi } = {{{\varphi }}_{{21}}} - {{{\varphi }}_{{31}}} - {{{\varphi }}_{{23}}}.$

Из (3) следует, что при неизменных абсолютных величинах элементов S-матрицы у коэффициента передачи могут наблюдаться минимумы вблизи частот, удовлетворяющих условию

(4)
${{{\omega }n_{3}^{'}({\omega }){{L}_{3}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\omega }n_{3}^{'}({\omega }){{L}_{3}}} c}} \right. \kern-0em} c} + {{{\delta \varphi }({\omega },{{V}_{{{\text{ОС}}}}},H)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta \varphi }({\omega },{{V}_{{{\text{ОС}}}}},H)} 2}} \right. \kern-0em} 2} = {\pi }p,$

и максимумы вблизи частот, определяемых из

(5)
${{{\omega }n_{3}^{'}({\omega }){{L}_{3}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\omega }n_{3}^{'}({\omega }){{L}_{3}}} c}} \right. \kern-0em} c} + {{{\delta \varphi }({\omega },{{V}_{{{\text{ОС}}}}},H)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta \varphi }({\omega },{{V}_{{{\text{ОС}}}}},H)} 2}} \right. \kern-0em} 2} = {\pi }\left( {p + {1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 2}} \right. \kern-0em} 2}} \right)$

(p – целое число; $n_{3}^{'}$ – показатель замедления волновода 3). При этом максимальные и минимальные значения T определяются по формуле

(6)
${{T}_{{{\text{max/min}}}}} = {{\left[ {{{s}_{{21}}} \pm {{s}_{{23}}}{{s}_{{31}}}r)} \right]}^{2}}.$

Отметим возможность смещения минимумов и максимумов, а также изменение контрастности интерферограммы, определяемой отношением ${{{{T}_{{\max }}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{T}_{{\max }}}} {{{T}_{{{\text{min}}}}}}}} \right. \kern-0em} {{{T}_{{{\text{min}}}}}}}.$

Нами использовался варактор MA46H120 (MACOM), впаиваемый в разрывы элементов. При подаче напряжения обратного смещения VОС от 0 до 10 В емкость варактора менялась от 1 до 0.15 пФ и резонансная частота смещалась к более высоким частотам. Размеры проводящих элементов выбирали так, чтобы резонансный отклик коэффициента прохождения T наблюдался в диапазоне 3–6 ГГц панорамного измерителя коэффициента стоячей волны напряжения (КСВН). Длина закороченного плеча $250$ мм. Метаструктуру располагали вдоль оси входного прямоугольного волновода 1 (48 × 24 мм) в месте разветвления напротив закороченного h-плеча. В этом случае интерферометр приобретает новые функциональные возможности, связанные с резонансными свойствами разделителя пучка, а также с суперпозицией прошедших, отраженных и переотраженных волн. При этом наблюдалось нарушение периодичности интерференционных полос, изменение вида, ширины, глубины, частоты в зависимости от свойств метаструктуры (ширины, интенсивности и частоты резонанса).

Состояние интерферограммы в случае магнитного управления исследовали, измеряя частотную зависимость T при разных величинах поперечного магнитостатического поля H и противоположных направлениях (H+ и H−). В случае электрического управления измеряли динамику T при электрическом воздействии, изменяя напряжение VОС. В случае комбинации феррита и диполя исследовали состояние интерферограммы при магнитном и электрическом воздействиях одновременно, меняя напряжение VОС в присутствии H+ и H−. Частота полосы определялась частотой минимального прохождения Tмин, глубина – величиной Tмин, дБ, ширина – разностью частот в соответствующей полосе на уровне T = –15 дБ.

2. УПРАВЛЯЕМАЯ ИНТЕРФЕРОГРАММА С МЕТАСТРУКТУРОЙ В КАЧЕСТВЕ РАЗДЕЛИТЕЛЯ ПУЧКА

2.1. Ферритовая пластина

На рис. 3б, 3в, 3г приведены результаты измерений T в метаинтерферометре с ферритовой пластиной (21 × 14 × 2 мм) при разных величинах H+ и H−. При H = 0 наблюдалась интерференционная зависимость T от частоты с узкими полосами запрета F1 F2 F3 F4 F5 (Fi, i – номер полосы) и широкими полосами прозрачности (Pi). С наложением H и возбуждением ферромагнитного резонанса (ФМР) в ферритовой пластине в спектре T появляется резонансный минимум, связанный с ФМР. При этом зависимость T(H−), жирная кривая, существенно отличается от T (H+), светлая кривая (см. рис. 3в), что может свидетельствовать о проявлении невзаимности прохождения T как в области ФМР, так и в области полос Fi. Для анализа воспользуемся параметром невзаимности δ = T(H−) – T(H+), определяемом как разность коэффициентов прохождения T при противоположных направлениях поля H.

Рис. 3.

Фото структуры (а) и измеренные частотные зависимости коэффициента прохождения T в метаинтерферометре с ферритовой пластиной: H = 0 (б), 740 (в) и 780 Э (г).

Рассмотрим приведенные на рис. 3в и 3г результаты, для чего введем обозначения: H1н – iн и H1в – iв – поле, при котором ФМР подошел к полосе F со стороны низких или высоких частот соответственно, ${\text{F}}_{i}^{{i{\text{н}}}}$ и ${\text{F}}_{i}^{{i{\text{в}}}}$ – исследуемая интерференционная полоса в условиях, когда ФМР возбуждается вблизи полосы Fi со стороны низких или высоких частот соответственно (верхние индексы относятся к приложенному магнитному полю, цифры означают номер полосы, вблизи которой возбуждается ФМР, нижние индексы соответствуют номеру исследуемой интерференционной полосы).

На рис. 3в приведены результаты измерений при H1н = 740 Э, когда ФМР возбуждается на частоте f = 3.52 ГГц, вблизи полосы F1 (3.619 ГГц) со стороны низких частот. В поле $H_{{1{\text{н}}}}^{ - }$ прохождение T в полосе F1 (–8.6 дБ) существенно больше, чем в поле $H_{{1{\text{н}}}}^{ + }$ (–17 дБ). В этом случае параметр невзаимности δ ФМР = –10 дБ, а параметры невзаимности ${\delta F}_{1}^{{1{\text{н}}}}$ = +8, ${\delta F}_{2}^{{1{\text{н}}}}$ = +15, ${\delta F}_{3}^{{1{\text{н}}}}$ = +14.5, ${\delta F}_{4}^{{1{\text{н}}}}$ = = +14, ${\delta F}_{5}^{{1{\text{н}}}}$ = +15 дБ. На рис. 3г видно, что при H1в = 780 Э с возбуждением ФМР на 3.64 ГГц вблизи F1, но со стороны высоких частот, наблюдается уменьшение T практически до полного запрета в поле $H_{{1{\text{в}}}}^{ - }$ (–32 дБ). При изменении знака H происходит скачок T до уровня полос прозрачности в поле $H_{{1{\text{в}}}}^{ + }.$ В этом случае наблюдается смена знака и увеличение невзаимности F1 (${\delta F}_{1}^{{1{\text{в}}}}$ = –27 дБ) при небольшом сдвиге частоты, а также смена знака и уменьшение невзаимности ФМР (δФМР = +1.1 дБ). Невзаимность же остальных полос меняется незначительно: ${\delta F}_{2}^{{1{\text{в}}}}$ = +12.5, ${\delta F}_{3}^{{1{\text{в}}}}$ = +12.5, ${\delta F}_{4}^{{1{\text{в}}}}$ = = +14, ${\delta F}_{5}^{{1{\text{в}}}}$ = +14 дБ. Аналогичные эффекты наблюдались при возбуждении ФМР вблизи F2, F3, F4, F5. Например, когда ФМР возбуждался при H2н = 830 Э (ниже частоты F2), невзаимность полос составляла ${\delta F}_{1}^{{2{\text{н}}}}$ = –5, ${\delta F}_{2}^{{2{\text{н}}}}$ = +18, ${\delta F}_{3}^{{{\text{2н}}}}$ = +16, ${\delta F}_{4}^{{{\text{2н}}}}$ = +16, ${\delta F}_{5}^{{{\text{2н}}}}$ = +14 дБ, а если выше F2 (H2в = = 880 Э), то происходила смена знака и увеличение невзаимности прохождения в полосе F2. При этом относительно H2в = 830 Э невзаимность других полос менялась незначительно. Параметры невзаимности прохождения составляли ${\delta F}_{1}^{{2{\text{в}}}}$ = –9, ${\delta F}_{2}^{{{\text{2в}}}}$ = –27, ${\delta F}_{3}^{{{\text{2в}}}}$ = +14, ${\delta F}_{4}^{{{\text{2в}}}}$ = +17, ${\delta F}_{5}^{{{\text{2в}}}}$ = +16 дБ.

Таким образом, при возбуждении ФМР вблизи полосы запрета невзаимность увеличивается. Отрицательный знак δ наблюдается для полос Fi при возбуждении ФМР выше их частоты (в поле Hв), положительный знак δ – при возбуждении ФМР ниже частоты Fi (в поле Hн). При этом ФМР может оказывать влияние на каждую полосу поочередно при сближении с соответствующей полосой по мере продвижения к высоким частотам при увеличении поля. При небольшом изменении H с переходом ФМР через частоту полосы Fi в поле Hiв наблюдается смена знака при сохранении невзаимности других полос в сравнении со спектром в поле Hiн. В этом случае наблюдается скачок T на два порядка от полного запрета до уровня полос прозрачности.

2.2. Ферритовая пластина с диполем “бабочка”, нагруженным варактором

Динамика свойств метаинтерферометра с разделителем пучка в виде нагруженного варактором диполя “бабочка” (20 × 10 мм на текстолитовой подложке толщиной 2 мм), возбуждаемого микроволновым электрическим полем E, была описана в [33]. В метаинтерферометре наблюдалось изменение вида интерференционных полос при сравнении с интерферометром без разделителя пучка. При VОС = 0 полосы запрета Fi становились шире, а полосы прозрачности Pi сужались. Это связано с тем, что в диполе при VОС = 0 возбуждается дипольный резонанс (ДР), который влияет на интерферограмму.

С подачей напряжения VОС происходит электрическое управление интерференционным спектром (смещение и изменение вида интерференционных полос), обусловленное специфическим воздействием ДР в зависимости от его электрически управляемых свойств (ширины, интенсивности и частоты резонанса). При увеличении напряжения VОС и, соответственно, уменьшении емкости варактора дипольный резонанс смещается к высоким частотам внутри диапазона 3–6 ГГц. Поскольку для ДР характерна довольно широкая полоса, его влияние охватывает несколько полос, при этом разные полосы подвергаются разному влиянию ДР и управляются по-разному. Отметим селективное увеличение прохождения T и расширение полос прозрачности, а также селективное сужение и смещение полос запрета с изменением VОС от 0 до 10 В, а также переключение полос запрета (глубина составляет –20, –25 дБ) на полосы прозрачности до уровня –5 дБ.

При использовании цепочки нагруженных варакторами дважды разомкнутых колец (диаметр 6.6 мм), возбуждаемых микроволновым магнитным полем h, появляется возможность электрического управления одной полосой, поскольку в кольцах возбуждается довольно узкий магнитный резонанс в отличие от диполя “бабочка”. При подаче VОС может меняться поочередно форма и ширина отдельной полосы Fi практически без смещения и изменения спектра других полос [33].

Динамика свойств метаинтерферометра, реализованного добавлением к ферритовой пластине нагруженного варактором диполя “бабочка”, представлена на рис. 4. С наложением поля H и возбуждением ФМР полосы Fi становятся невзаимными и могут управляться как полем H, так и напряжением VОС. На рис. 4б приведены частотные зависимости T при наложении $H_{{{\text{4в}}}}^{ - }$ = $H_{{{\text{4в}}}}^{ + }$ = = 1000 Э в отсутствие VОС. В этом случае ФМР возбуждается выше F4 (и заодно выше F1, F2, F3), наблюдается отрицательный знак δ для полос Fi (i = 1, 2, 3, 4) и усиление невзаимности T в полосе F4. Действительно, прохождение TFi в поле $H_{{{\text{4в}}}}^{ - }$ существенно меньше, чем в поле $H_{{{\text{4в}}}}^{ + }.$ При этом, TF1 ($H_{{{\text{4в}}}}^{ - }$) = –14 дБ, TF1 ($H_{{{\text{4в}}}}^{ + }$) = –11 дБ; TF2 ($H_{{{\text{4в}}}}^{ - }$) = = –24 дБ, TF2 ($H_{{{\text{4в}}}}^{ + }$) = –11 дБ; TF3 ($H_{{{\text{4в}}}}^{ - }$) = –24 дБ, TF3 ($H_{{{\text{4в}}}}^{ + }$) = –8 дБ; TF4 ($H_{{{\text{4в}}}}^{ - }$) = –27.5 дБ, TF4 ($H_{{{\text{4в}}}}^{ + }$) = = –6 дБ. Невзаимность полос ${\delta F}_{{\text{1}}}^{{{\text{4в}}}}$ = –3, ${\delta F}_{{\text{2}}}^{{{\text{4в}}}}$ = –13, ${\delta F}_{3}^{{{\text{4в}}}}$ = –16, ${\delta F}_{{\text{4}}}^{{{\text{4в}}}}$ = –22 дБ.

Рис. 4.

Фото структуры (а) и динамика измеренной интерферограммы с метаструктурой ферритовая пластина плюс нагруженный варактором диполь “бабочка”: б) при H = +1000 Э, H = –1000 Э, VОС = 0; в) при H = –1000 Э, VОС = 0 (1), 5 (2), 10 В (3).

С подачей напряжения VОС происходит электрическое управление невзаимным интерференционным спектром (смещение и изменение вида интерференционных полос), обусловленное специфическим воздействием ДР. Динамика показана на рис. 4в в условиях $H_{{{\text{4в}}}}^{ - }$ = 1000 Э при наложении напряжения VОС = 0, 5, 10 В.

С изменением VОС меняется частота, глубина и ширина полос запрета. Частота полосы определяется частотой минимального прохождения Tмин, глубина – величиной Tмин, дБ, ширина – разностью частот в соответствующей полосе на уровне T = –15 дБ. В отсутствие напряжения (VОС = 0) полосы F1, F2, F3, F4 наблюдаются соответственно на частотах 3.4, 3.72, 4.06, 4.43 ГГц. При VОС = 5 В полоса F1, углубляется и смещается на 0.21 ГГц к частоте f (F1) = 3.61 ГГц. При этом полоса F2 расширяется и смещается на 0.17 ГГц к f(F2) = 3.89 ГГц, полоса F3 расширяется и смещается незначительно на 0.07 ГГц к f(F3) = 4.1 ГГц, а полоса F4 практически не смещается, f(F4) = 4.45 ГГц. Отметим, что в этом случае при VОС = 5 В полосы запрета F1, F2, F3 занимают частотное положение полос прозрачности P1, P2, P3, соответствующее VОС = 0. При дальнейшем повышении напряжения, VОС = = 10 В, существенно увеличивается прохождение T в полосе F1, полоса F2 сужается в несколько раз и незначительно, на 0.05 ГГц, смещается к f(F2) = = 3.94 ГГц, полоса F3 незначительно, на 0.05 ГГц, смещается к f(F3) = 4.18 ГГц, а полоса F4 практически остается без изменений. Таким образом, из рис. 4б, 4в видно, что с изменением VОС наблюдается синхронное, но неодинаковое изменение формы, интенсивности, ширины, частоты нескольких полос Fi и переключение полос Fi на полосы Pi. Состояние интерферограммы, меняющееся с изменением VОС, зависит от взаимоположения ФМР и ДР. При сближении их частот возникает режим связанных резонансов и проявляется влияние VОС на ФМР.

2.3. Метаструктура на основе резонансных проводов

В качестве разделителя пучка предлагается метаструктура [35], которая очень просто реализуется в любом диапазоне микроволн. Она представляет собой частопериодическую решетку Р (см. рис. 2е) параллельных медных проводов, внедренных в диэлектрическую пленку, в комбинации с ортогонально асимметрично расположенной медной полоской МП с разрывом, нагруженным варактором В. Полоска расположена на текстолитовой 2-мм подложке. Микроволновые свойства подобной метаструктуры в волноводе обусловливаются тремя резонансными эффектами. Один из них – это дипольный резонанс в проводах решетки (при длине провода λ/2), возбуждаемый микроволновым электрическим полем E. Другой резонансный эффект связан с возбуждением индукционных антипараллельных токов в пространственных LC-контурах, образованных парой соседних проводов решетки и соответствующей секцией медной полоски МП, возбуждаемых микроволновым магнитным полем h, направленным перпендикулярно плоскости решетки Р. При этом вдоль медной полоски распространяется суммарный резонансный ток за счет вкладов одинаково направленных токов от каждого из контуров, который и определяет третий резонансный отклик в частотно-амплитудной зависимости T. Разные типы резонансов можно возбуждать раздельно в разных заданных диапазонах длин волн, выбирая необходимые размеры проводов и полоски. Резонанс в полоске можно смещать, подавая напряжение обратного смещения VОС на варактор, внедренный в разрыв.

Рассмотрим некоторые результаты исследования состояния интерферораммы при следующих размерах метаструктуры: длина провода решетки 18 мм, ширина 0.1 мм, расстояние между проводами 0.2 мм, длина медной полоской 25 и ширина 2 мм. Размеры выбраны так, чтобы в заданном диапазоне 3–6 ГГц возбуждался управляемый резонанс в медной полоске, а ДР и резонанс в контурах возбуждались бы за пределами диапазона на более высоких частотах и не увеличивали бы потери в интерферометре.

Измеренные частотные зависимости коэффициента прохождения T в мета-интерферометре при изменении VОС в пределах 0–23 В (рис. 5а) свидетельствуют о возможности специфического электрического управления интерферограммой с изменением глубины, ширины, частоты полос запрета. Наблюдаемая динамика связана с влиянием управляемого резонансного отклика от медной полоски, который можно легко проследить, измерив T в прямоугольном волноводе с этой метаструктурой (рис. 5б).

Рис. 5.

Фото структуры (а) и динамика (б) измеренной интерферограммы с метаструктурой на основе резонансных проводов в комбинации с ортогонально и асимметрично расположенной медной полоской в зависимости от напряжения: VОС = 0 (1), 10 (2), 20 (3), 23 В (4); в) – резонансный отклик прохождения T медной полоски, измеренный в прямоугольном волноводе с метаструктурой, при VОС = 0 (1), 10 (2), 20 (3).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Предложено новое применение метаструктуры с проводящими резонансными элементами (метаповерхность или метаатом) в качестве оригинального управляемого разделителя пучка в модифицированном интерферометре на основе волноводного тройника. Обнаружено, что можно управлять интерферограммой с помощью внешнего магнитного поля и электрического напряжения, используя различные метаструктуры: ферритовую пластину, нагруженный варактором диполь “бабочка” в комбинации с ферритом, структуру из линейных резонансных проводов. Измерена динамика интерферограммы в диапазоне 3–6 ГГц при внешнем воздействии магнитостатического поля в пределах 0–1000 Э и электрического напряжения в пределах 0–20 В.

Обнаружена невзаимность прохождения микроволн в интерференционных полосах запрета, характеризуемая изменением коэффициента прохождения T при инверсии H. Применение ферритовой пластины в качестве разделителя пучка в модифицированном интерферометре, названном нами “метаинтерферометр”, приводит к новому проявлению невзаимных эффектов при воздействии ФМР на дисперсионные характеристики – селективно управляемой невзаимности прохождения микроволн в интерференционных полосах запрета. При этом ФМР может оказывать влияние на каждую полосу поочередно при сближении с соответствующей полосой по мере продвижения к высоким частотам с увеличением поля H. Невзаимность увеличивается при возбуждении ФМР вблизи полосы. В этом случае с изменением знака H наблюдается скачок T на два порядка до уровня полос прозрачности. Знак невзаимности зависит от взаимоположения ФМР и полосы запрета и может меняться при небольшом изменении величины H. Показано изменение знака невзаимности не путем перемагничивания, как обычно, а с помощью небольшого изменения величины поля H, необходимого для изменения взаимоположения ФМР и полосы запрета, что может повысить быстродействие. Продемонстрировано селективное электрическое управление, охватывающее несколько полос запрета, при использовании диполя “бабочка” (сужение полосы запрета в несколько раз и смещение на 0.2 ГГц, а также переключение полос запрета на полосы прозрачности с изменением VОС в пределах 0–10 В или магнитное и электрическое управление с метаструктурой на основе ферритовой пластины в комбинации с диполем). Использование дважды разомкнутых магнито-возбуждаемых колец дает возможность электрического управления одной полосой, поскольку в кольцах возбуждается довольно узкий магнитный резонанс в отличие от диполя “бабочка”. При подаче VОС может меняться поочередно форма и ширина отдельной полосы запрета почти без смещения и изменения спектра других полос.

Показано, что простейшая матаструктура, выполненная только из линейных проводов резонансного размера, может быть использована для управления многополосной фильтрацией.

Наблюдаемые в интерферометре потери (4–5 дБ) связаны с потерями в феррите, в варакторе при низких напряжениях, и во многом с большими отражениями в сторону генератора. К уменьшению отражения, помимо согласования, может привести выбор более подходящих метаструктур среди большого разнообразия. Из исследованных метаструктур уменьшение потерь можно достигнуть с киральными дважды разомкнутыми кольцами и структурами на основе линейных проводов.

Таким образом, в работе исследована интерферограмма при использовании разных разделителей пучка: ферритовой пластины, диполя или киральных колец, решетки из резонансных линейных проводов, комбинации ферритовой пластины с диполем. Показано, что применение ферритовой пластины приводит к специфическому проявлению невзаимных эффектов и возможности селективного магнитного управления, а структур на основе феррита и диполя – к магнитному и электрическому управлению при воздействии ферромагнитного и дипольного резонансов на дисперсионные характеристики – селективно управляемой невзаимности прохождения микроволн в интерференционных полосах запрета. Продемонстрировано управление интерферограммой внешним магнитостатическим полем и электрическим напряжением на варакторе.

Полученные результаты могут быть полезны при разработке управляемых многополосных фильтров, востребованных в многоканальных многофункциональных телекоммуникационных системах.

Список литературы

  1. Cameron R, Kudsia C., Mansour R. Microwave Filters for Communication Systems: Fundamentals, Design, and Applications. Hoboken: John Wiley & Sons, 2018.

  2. Entesari K., Rebeiz G.M. // IEEE Trans. 2005. V. MTT-53. № 3. P. 1103.

  3. Геворкян В., Кочемасов В., Устинов А. // Компоненты и технологии. 2017. № 3. С. 16.

  4. Srinivasan G., Tatarenko A.S., Bichurin M.I. // Electron. Lett. 2005. V. 41. № 10. P. 596.

  5. Brown A.R., Rebeiz G.M. // IEEE Trans. Microwave Theory Tech, 2000. V. MTT-48. № 7. P. 1157.

  6. Замешаева Е.Ю., Туральчук П.А., Тургалиев В.М. и др. // Письма в ЖТФ. 2013. Т. 39. № 18. С. 87.

  7. Fok M.P., Ge J. // Photonics. 2017. V. 4. № 4. P. 45.

  8. Пятаков А.П., Звездин А.К. // Успехи физ. наук. 2012. Т. 182. С. 593.

  9. Glybovski S.B., Tretyakov S.A., Belov P.A. et al. // Phys. Rep. 2016. V. 634. P. 1.

  10. Гуляев Ю.В., Лагарьков А.Н., Никитов С.А. // Вест. РАН. 2008. Т. 78. № 5. С. 438.

  11. Усанов Д.А., Никитов С.А., Скрипаль А.В., Пономарев Д.В. Одномерные СВЧ фотонные кристаллы: новые области применения. М.: Физматлит, 2018.

  12. Банков С.В. Электромагнитные кристаллы. М.: Физматлит, 2010.

  13. Lindell I.V., Sihvola A.H., Tretyakov S.A., Viitanen A.J. Electromagnetic Waves in Chiral and Bi-isotropic Media. Norwood: Artech House, 1994.

  14. Smith D.R., Padilla W.J., Vier D.C. et al. // Phys. Rev. Lett. 2000. V. 84. № 18. P. 4184.

  15. Pendry J., Pendry J., Holden A. et al. // IEEE Trans. 1999. V. MTT-47. № 11. P. 2075.

  16. Веселаго В.Г. // Успехи физ. наук. 1967. Т. 92. № 3. С. 517.

  17. Tretyakov S.A. // Top. Rev. J. Opt. 2017. V. 19. № 1. P. 013002.

  18. Kostin M.V., Shevchenko V.V. // Proc. 3rd Int. Workshop on Chiral, Bi-isotropic Media (Chiral’94), Perigueux, France, May 18–20, 1994 (French Atomic Energy Commission (CEA/CESTA), ENSCP Bordeaux). P. 49.

  19. Костин М.В., Шевченко В.В. // РЭ. 1998. Т. 43. № 8. С. 921.

  20. Каценеленбаум Б.З., Коршунова Е.Н., Сивов А.Н., Шатров А.Д. // Успехи физ. наук. 1997. Т. 167. № 11. С. 1201.

  21. Анютин А.П., Коршунов И.П., Шатров А.Д. // ЖЭТФ. 2014. Т. 146. № 3. С. 429.

  22. Шaтpoв A.Д. // PЭ. 2007. T. 52. № 12. C. 1430.

  23. Шевченко В.В. // Журн. радиоэлектроники. 2007. № 6. http://jre.cplire.ru/jre/jun07/5/text.html.

  24. Бaнкoв C.B. // PЭ. 2010. T. 55. № 2. C. 133.

  25. Бутылкин В.С., Крафтмахер Г.А. // РЭ. 2008. Т. 53. № 1. С. 5.

  26. Бутылкин В.С., Крафтмахер Г.А., Мальцев В.П. // РЭ. 2009. Т. 54. № 7. С. 1184.

  27. Gil I., Garcia-Garcia J., Bonache J. et al. // Electron. Lett. 2004. V. 40. № 21. P. 1347.

  28. Genc A., Baktur R. // Microwave Optical Technol. Lett. 2009. V. 51. № 10. P. 2394.

  29. Zhao Ya-juan, Zhou Bi-cheng, Zhang Ze-kui I. et al. // Optoelectron. Lett. 2017. V. 13. № 2. P. 120.

  30. Vendik I., Kholodnyak D., Kapitanova P. et al. // Proc. 3rd Intern. Congr. on Advanced Electromagnetic Materials in Microwaves and Optics. London, 2009. P. 181.

  31. Крафтмахер Г.А., Бутылкин В.С., Казанцев Ю.Н. // Письма в ЖТФ. 2013. Т. 39. № 6. С. 505.

  32. Ma Xiao-song, Zotter S., Tetik N. et al. // Opt. Express. 2011. V. 19. № 23. P. 22723.

  33. Крафтмахер Г.А., Бутылкин В.С., Казанцев Ю.Н., Мальцев В.П. Журн. радиоэлектроники. 2018. № 9. http://jre.cplire.ru/jre/sep18/19/ text.pdf

  34. Крафтмахер Г.А., Бутылкин В.С., Казанцев Ю.Н., Мальцев В.П. // Письма в ЖЭТФ. 2019. Т. 109. № 4. С. 224.

  35. Kraftmakher G., Butylkin V., Kazantsev Y., Mal’tsev V. // Electron. Lett. 2017. V. 53. № 18. P. 1264.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Радиотехника и электроника

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал