基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜及方法

摘要

基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜及方法，涉及基于相位非连续超表面产生涡旋波束的技术，为了解决波长较长时，传统的利用螺旋相位波片产生涡旋波束的方法受厚度的限制的问题。该透镜包括m×n个周期性排布的相位突变单元，每个相位突变单元均包括基板和位于基板表面的反Z型金属层，反Z型金属层包括金属条一、金属条二和倾斜条，以基板的一边为x轴，与该边相邻的边为y轴，倾斜条的中心线与y轴的夹角为θ，其中l为轨道角动量数，圆极化波入射到该透镜的入射光与当圆极化波垂直入射到该透镜所产生的异常反射光关于法线对称，交叉极化反射波垂直于该透镜反射，异常反射角本发明适用于产生涡旋波束。

权利要求

1.基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜，其特征在于，包括m×n个周期性排布的相位突变单元，m和n均为正整数；

每个相位突变单元均包括基板(1)和位于基板表面的反Z型金属层(2)，

反Z型金属层(2)包括金属条一(2-1)、金属条二(2-2)和倾斜条(2-3)，金属条一(2-1)和金属条二(2-2)平行，倾斜条(2-3)连接金属条一(2-1)和金属条二(2-2)，以透镜的中心为原点，以与基板(1)的一边平行的轴为x轴，与该边相邻的边平行的轴为y轴，倾斜条(2-3)的中心线与y轴的夹角为θ， 其中l为轨道角动量数， 的取值范围为[0,2π)，x和y分别为基板(1)中心的横坐标和纵坐标。

2.根据权利要求1所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜，其特征在于，基板(1)为正方形，边长a为16.2mm，金属条一(2-1)和金属条二(2-2)的长度L均为9.24mm，宽度w1均为2.7mm，倾斜条(2-3)的长度b为14.88mm，宽度w为0.54mm，相位突变单元的厚度为

3mm。

3.根据权利要求2所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜，其特征在于，m×n个周期性排布的相位突变单元形成矩形阵列，沿x轴正方向的同一周期内、相邻相位突变单元的相对旋转角度为π/6，以逆时针方向为正，顺时针方向为负。

4.根据权利要求3所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜，其特征在于，金属层(2)为铜层。

5.根据权利要求4所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜，其特征在于，m和n均为25。

6.采用上述任意一项权利要求所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜产生涡旋波束的方法，其特征在于，圆极化波入射到该透镜的入射光与当圆极化波垂直入射到该透镜所产生的异常反射光关于法线对称，交叉极化反射波垂直于该透镜反射，异常反射角θr为其中λ0为入射光的自由空间波长，ni为空气折射率， 为沿x轴分布的相位梯度，垂直于该透镜反射的交叉极化反射波即为涡旋波束。

说明书

基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜及方法

技术领域

[0001] 本发明涉及基于相位非连续超表面产生涡旋波束的技术。

背景技术

[0002] 带有轨道角动量的电磁波在自由空间传输时表现出一种螺旋形式的波前相位分布，所以也被称为涡旋波束。在垂直于涡旋波束传播方向的横截面上，电磁波具有和方位角相关的相位分布，数学表达式为 其中， 为截面上的相位角，l为整数(0、±1、±2…)，l是轨道角动量数。电磁波的轨道角动量特性，具有深远的应用前景。传统的涡旋波波束的产生，是利用螺旋相位波片不同方位角处厚度不同的特性，来实现透射波横截面上的相位分布。螺旋相位波片在不同方位角处的厚度为 其中n为螺旋相位波片介质材料的折射率，λ为入射光的自由空间中的波长。在光波段，由于波长很短，螺旋相位波片的厚度并没有在其实际应用中带来限制。但是在微波以及毫米波波段，波长较长，当轨道角动量状态数较大时，螺旋相位波片的厚度以及其带来的重量限制是巨大的。

发明内容

[0003] 本发明的目的是为了解决波长较长时，传统的利用螺旋相位波片产生涡旋波束的方法受厚度的限制的问题，从而提供基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜及方法。

[0004] 本发明所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜，包括m×n个周期性排布的相位突变单元，m和n均为正整数；

[0005] 每个相位突变单元均包括基板和位于基板表面的反Z型金属层，

[0006] 反Z型金属层包括金属条一、金属条二和倾斜条，金属条一和金属条二平行，倾斜条连接金属条一和金属条二，以基板的一边为x轴，与该边相邻的边为y轴，倾斜条的中心线与y轴的夹角为θ， 其中l为轨道角动量数， 的取值范围为[0,2π)，x和y分别为以透镜的中心为原点、基板中心的横坐标和纵坐标。

[0007] 基于反射型超表面产生涡旋波束的方法，圆极化波入射到该透镜的入射光与当圆极化波垂直入射到该透镜所产生的异常反射光关于法线对称，交叉极化反射波垂直于该透镜反射，异常反射角θr为

[0008]

[0009] 其中λ0为入射光的自由空间波长，ni为空气折射率， 为沿x轴分布的相位梯度，垂直于该透镜反射的交叉极化反射波即为涡旋波束。

[0010] 本发明基于相位非连续人工电磁表面，利用分界面上的相位突变机制替代电磁波在传播路径上的相位累积，实现将入射电磁波高效转化为相位可调的交叉极化反射分量。通过引入相位不连续来控制反射波的相位分布，高效产生涡旋波束。本发明为一种在传输方向上为亚波长尺寸的产生电磁波异常反射涡旋波束的透镜，具有厚度薄、交叉极化波反射率高、工作频带宽的特点，克服了传统透镜厚度极限的缺陷。

[0011] 本发明适用于产生涡旋波束。

附图说明

[0012] 图1是具体实施方式一所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜的结构示意图；

[0013] 图2是具体实施方式二所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜的结构示意图；

[0014] 图3是具体实施方式二的交叉极化波反射系数曲线图；

[0015] 图4为具体实施方式三中的一个旋转周期内的相位突变单元的示意图；

[0016] 图5为具体实施方式三中的反射区域电场相位分布图；

[0017] 图6为具体实施方式五中的交叉极化波能量转换效率曲线图；

[0018] 图7为具体实施方式五中的xoy平面交叉极化反射波相位分布图；

[0019] 图8为具体实施方式五中的xoy平面交叉极化反射波能量分布图；

[0020] 图9为具体实施方式五中的xoz平面交叉极化反射波能量分布图。

具体实施方式

[0021] 具体实施方式一：结合图1具体说明本实施方式，本实施方式所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜，包括m×n个周期性排布的相位突变单元，m和n均为正整数；

[0022] 每个相位突变单元均包括基板1和位于基板表面的反Z型金属层2，

[0023] 反Z型金属层2包括金属条一2-1、金属条二2-2和倾斜条2-3，金属条一2-1和金属条二2-2平行，倾斜条2-3连接金属条一2-1和金属条二2-2，以基板的一边为x轴，与该边相邻的边为y轴，倾斜条2-3的中心线与y轴的夹角为θ， 其中l为轨道角动量数，的取值范围为[0,2π)，x和y分别为以透镜的中心为原点、基板1中心的横坐标和纵坐标。

[0024] 通过一种表面相位非连续的人工电磁表面，来实现对电磁波反射方向的控制。在该透镜的分界面上，横向方向上存在着常数的相位梯度，不同位置处的反射波的相位差由此产生。因此该透镜在电磁波传输方向上的相位差与电磁波在透镜中传输的距离无关，即可以实现厚度为亚波长的电磁波调控器件。

[0025] 对于分界面上的常数相位梯度，可以利用引入Pancharatnam-Berry相位的方法来实现。对于某旋向(左旋或右旋)的圆极化垂直入射波，其反射波电场的表达式可以表示为：

[0026]

[0027] 其中 分别为入射波能量传输系数、右旋圆极化波能量传输系数、左旋圆极化波能量传输系数。tx，ty分别为相位突变单元对于沿X轴、Y轴极化的垂直入射线极化电磁波的反射系数，φ为该两个线极化电磁波的反射系数差值。 表示入射波的电场的表达式， 表示反射波电场的表达式， 表示左旋圆极化波的电场的表达式， 表示右旋圆极化波的电场的表达式。

[0028] <α|β>表示α和β的内积，具体运算为，当α和β各自代表的极化波的旋向相同时，<α|β>等于1；当旋向相反时，<α|β>等于0。也就是说当入射波为右旋圆极化波时，ηR等于0；当入射波为左旋圆极化波时，ηL等于0。θ表示相位突变单元的旋转角度，也是倾斜条2-3的中心线与y轴的夹角。分析上式可以看出，反射场中存在两个分量，第一项保持原入射波的旋向，第二项分量的旋向与入射波的旋向相反(入射波为左旋，则此项分量为右旋，入射波为右旋，则此项分量为左旋)。其中第二项分量中引入了一个与相位突变单元旋转的角度θ大小有关的相位改变量2θ，它的符号与入射波旋向和单元的转动方向有关。

[0029] 具体实施方式二：结合图2和图3具体说明本实施方式，本实施方式是对具体实施方式一所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜作进一步说明，本实施方式中，基板1为正方形，边长a为16.2mm，金属条一2-1和金属条二2-2的长度L均为9.24mm，宽度w1均为2.7mm，倾斜条2-3的长度b为14.88mm，宽度w为0.54mm，相位突变单元的厚度为3mm。

[0030] 相位突变单元的厚度为3mm，是8GHz-12GHz工作带宽的中心频率10GHz所对应波长的十分之一，为亚波长厚度，此相位突变单元对于圆极化的电磁波具有带通的传输特性。

[0031] 图3是交叉极化波反射系数曲线图，可以看出其谐振频点在9.35GHz处，在8GHz—12GHz频段内，交叉极化波反射率在80％以上。

[0032] 具体实施方式三：结合图4和图5具体说明本实施方式，本实施方式是对具体实施方式二所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜作进一步说明，本实施方式中，m×n是矩形阵列，沿x轴正方向的同一周期内、相邻相位突变单元的相对旋转角度为π/6，以逆时针方向为正，顺时针方向为负。

[0033] 对于具有水平相位梯度的透镜，如图4所示，反射场中存在两种不同旋向的分量，其中保持入射圆极化波旋向的分量传播方向符合传统的反射定律，入射光与反射光分布在法线两侧，且各自与法线所成的夹角相等；与入射圆极化波旋向相反的分量传播方向不符合传统的反射定律，将不符合传统的反射定律的光称为异常反射光，异常反射光与法线的夹角为异常反射角。

[0034] 对于右旋圆极化垂直入射的电磁波，反射场中含有两个分量，旋向分别为左旋和右旋，左旋分量会引入一个为2θ的相位差。图3为一个旋转周期中的相位突变单元，沿x轴正方向的同一周期内、相邻相位突变单元的相对旋转角度为π/6。这样对于右旋圆极化入射波，此人工结构表面具有 的常数相位梯度，异常反射角θr和入射角θi存在如下关系： 其中λ0为入射光的自由空间波长，ni为空气
折射率， 为沿x轴分布的相位梯度。当入射光的频率为10GHz时异常反射角度为：

[0035]

[0036] k0为入射光的自由空间中的波矢量。

[0037] 图5为仿真得到的反射区域电场相位分布图，可以看出，左旋分量的反射角为18°，与理论计算结果相符。

[0038] 同理可计算左旋圆极化垂直入射的电磁波的异常反射角度，其异常反射光与右旋圆极化垂直入射的电磁波的异常反射光关于法线对称。

[0039] 具体实施方式四：本实施方式是对具体实施方式三所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜作进一步说明，本实施方式中，金属层2为铜层。

[0040] 具体实施方式五：结合图6至图9具体说明本实施方式，本实施方式是对具体实施方式四所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜作进一步说明，本实施方式中，m和n均为25。

[0041] 取轨道角动量数l为2，在垂直入射的情况下，得到的交叉极化波能量转换效率结果如图6所示，在8.5GHz-11.5GHz频段内，交叉极化波能量转换效率在64％以上，同时表明交叉极化波反射率在80％以上。

[0042] 当圆极化波以18°的入射角度斜入射时，仿真结果如图7至图9所示，交叉极化反射波能很好地达到垂直反射效果，在垂直于波束传播方向的截面内，波的相位变化范围为4π，表示携带了l＝2的轨道角动量，波阵面成涡旋分布。图7为xoy平面交叉极化反射波相位分布图，图8为xoy平面交叉极化反射波能量分布图，图9为xoz平面交叉极化反射波能量分布图。

[0043] 具体实施方式六：采用上述任意一项实施方式所述的基于反射型超表面产生涡旋波束的透镜产生涡旋波束的方法，圆极化波入射到该透镜的入射光与当圆极化波垂直入射到该透镜所产生的异常反射光关于法线对称，交叉极化反射波垂直于该透镜反射，异常反射角θr为

[0044]

[0045] 其中λ0为入射光的自由空间波长，ni为空气折射率， 为沿x轴分布的相位梯度，垂直于该透镜反射的交叉极化反射波即为涡旋波束。