【正文】 料。and(b)f=,plex mode THz器件可調表面可能有利于THz頻段的設備和構成。由此，從表2中看出，在任何想要的頻率下產生表面波或者復合波都是理論可行的，同樣也適用于頻率靈活的波導結構。圖15b展示復合波的例子。數(shù)據(jù)顯示當磁波線源放置在球粒陣列上方時電場的大小。當表面磁化率符合其中一個條件時，就會激發(fā)表面波或者復合波。超表面上線波源的反射系數(shù)的極值是超表面表面特性的函數(shù)。實際上，可以通過適當調節(jié)散射體來使表面被或者復合波只在指定的頻率出現(xiàn)。超表面上的復合波和表面波有著傳統(tǒng)電介質片的超表面在適當?shù)臈l件下也能支持表面波的傳輸。如果超表面由聚合物組成，則也可以得到一種柔性的波導結構，再加上合適的超薄膜的話，可以實現(xiàn)柔性低損耗的波導，在THz頻段有著很大的應用潛力。對于TM模型類似的方程也在文獻[37]中提出了。假定波導方向沿z軸，b=k0sinq，對于TE模型，從方程13可以看出傳輸常量須符合下式以達到全反射對于漏模來說，這個常量通常很復雜。波導對于一種入射波來說，超表面可以經(jīng)過特殊設計來使其發(fā)生全反射，這就使俘獲并傳輸電磁能到兩個超表面之間成為了可能。如果經(jīng)過精細制作超表面散射體的極化特性，還可以達到更好的減少尺寸效果。在表中，對于不同的l/p值列出了相對應的減少值。對于一個給定的d來說，電容性超表面可以很大程度上減小諧振頻率，或者是減小諧振器尺寸以得到期望的諧振頻率。圖13所示為三種不同板的諧振頻率關于l/p（p為周期，l為單個方形物的尺寸）。通過這個方程，可以看出如果合理設計超表面的話，諧振器尺寸可以超越λ/2波長的限制。利用超表面的優(yōu)勢是可以理論上比利用3D超材料所實現(xiàn)的尺寸要小。諧振器尺度的優(yōu)化Engheta展示了當孔中部分填充負折射率材料時候，在λ/2尺寸規(guī)模的諧振器結構的尺度還可以再減小。這種結構具有高各向異性，可以使角獨立特性得以實現(xiàn)。不同的團隊同樣也研究了超表面在阻抗匹配表面的應用。使用超表面的這種結構的另一個優(yōu)勢是它有著很好的角獨立特性，這在理論和實驗中都是已經(jīng)證明的了。這種結構通常由覆蓋有金屬板的能耗基板和其前部的超表面組成（圖1b的第二幅圖）。這種結構為發(fā)展緊密的電磁吸波器提供了可匹配的能耗材料，并且使獨特的阻抗匹配表面得以實現(xiàn)。另外，引進計算電磁學中的完美匹配層（PML）可以減少輻射邊界所產生的誤差，同樣它也需要這種角獨立特性。例如，具有高的各向異性材料的板也可以獲得角獨立特性。在圖中可以看到這個表面在600入射角處獲得近似角獨立。當所指部分占優(yōu)勢時，方程13中全反射條件變成： yyzzzzyy如果超表面設計成這種傳輸成分的表面特性的共振相比于普通成分來說非常高，則這種超表面或許會產生角獨立特性。同樣地，對于TM波，當cMScES時,其角依賴性同樣變弱。方程13給出了一種可以在這種全反射狀態(tài)下獲得近似角獨立的結構。另一個例子是怎樣獲得不依賴角度（至少是某種參數(shù)范圍中）的反射和傳輸系數(shù)。例如，理論上可以可以設計出一種超表面來達到將EM波聚焦到目的區(qū)域，與聚焦天線陣列很像。同樣，這種概念也可以擴展到超表面中。但由于材料和結構的本質屬性，在獲得寬帶隱身效果來說還有著技術難點需要突破。經(jīng)過合理設計的各向異性超材料可以達到既不散射又不吸收能量，這樣就可以在電磁波里實現(xiàn)隱身效果。實際上這個主意來著隱身斗篷材料，其有著很大的關注度。各向異性散射體所組成的超薄膜可以用來獲得與各項同性超表面所不同的很多應用。一些其他的方法也已經(jīng)可以用來控制超表面，并且在動態(tài)控制領域也有許多研究在開展，我們將在第7和第9部分做討論。這種可控表面已經(jīng)實現(xiàn)，其組成是由球形YIG粒子所組成的超薄膜，控制激勵是外加DC磁場。以球磁粒子組成的超薄膜為例，圖9所示為R關于散射體磁導率的曲線。以方程7和方程8為例，我們可以寫出在全反射或者全透過時電、磁特性的關系。這些方程的好處是可以讓我們從物理方面洞察表面特性與反射、傳輸系數(shù)的關系。然而，如我們所見，可以通過廣義等效面轉換條件來獲得平面波的傳輸和反射系數(shù)。在本文的其他部分，我們將討論近幾年超表面的各種應用。通過把這種超薄膜嵌入三維超材料里，就可以通過ClausiusMossottii關系來得到有效介電常數(shù)和磁導率。在這種技術中，和上面一樣，超薄膜的平面波反射和傳輸系數(shù)用來計算表面特性。更重要的是，這種計算結果說明了超薄膜特性是唯一的。通過對比，這種反演方法所得結果和方程計算結果一樣。0zzyy超薄膜模型是球粒陣列，有著對稱傳輸陣列（）。Figure surface susceptibilities for a metafilm posed of spherical 。這種結構的極化度是可解析的，因此其表面特性可以根據(jù)文獻[100]給出的方程計算。為了確認超薄膜這種反演的特性，我們引入一種球粒型超薄膜如圖1c。而對于普通入射測量技術來說，很難分辨其入射和反射成分，如果入射角不為零則結果會好很多，祥見文獻[100]。同樣文獻[101]也做出了修正。對于TE波，其三個未知特性的推導如下：其中R(0)和T(0)是正入射波的反射和傳輸系數(shù)，R(θ)和T(θ)是以θ角入射波的反射和傳輸系數(shù)。一旦確定了表面的反射和傳輸系數(shù)，表面特性就確定了。同樣的方法也可以用于更多非對稱不規(guī)則表面特性，如元幕或更多普通的超表面。對于TE波來說：對TM波來說：其中k0是真空波矢。這一部分我們將綜述一種超薄膜的唯一的特性，主要是基于反演其反射和傳輸系數(shù)來獲得?；谶@種模型的檢索技術將在下部分來描述。如果不需要空間場變量的精細的結構的話，這種廣義等效面轉換條件和麥克斯韋方程一樣都需要分析場與超表面的相互作用。值得注意的是，這種廣義條件由于方程1和3中表面梯度的影響而存在著誤差。表面幾何的細節(jié)包含在表面特性的邊界條件中。對于平面波電磁的變量，它是平行于超薄膜的....我們可以利用麥克斯韋方程將方程1寫成：其中表面轉移導納和轉移阻抗由下式給出：這種邊界條件也可以等效成傳輸線電路。像導線光柵這種擁有超薄膜和元幕兩種特性的超材料的邊界條件也一樣需要發(fā)展（在[102][103]中廣義等效面轉換條件應用在了薄導線光柵上）。當孔不存在時，就只剩了理想導體平面，那些由孔引起的電、磁特性將會消失，并且方程3中電場E的切量會減小。例如，周期性隔離孔組成的元幕有著零厚度理想導體，這與廣義等效面轉換理論相悖，這可以寫成：其中E場和B場在元幕中是連續(xù)的。值得注意的是方程1的約定條件僅適用于超薄膜。我們選這種約定是因為當表面磁密度與H在同一方向時Re(cMS)為正，這也是經(jīng)典磁材料特性定義的組成部分。簡便起見，我們認定散射體和晶格對稱，則表面并失如下：在這篇文章和文獻[101]中，我們對于cMS有一個約定，在H場中右邊項前加一個負號，而E場右邊項加正號（見方程1）。這有著計量單元，并且與散射體的電磁極化密度相關。對于超薄膜來說，在文獻[23]中所述廣義等效面轉換條件與超表面的兩個面上的電磁場有關（見圖1a）：式中av代表超表面兩邊的平均場，t為到z的距離，是單位矢量。這種超表面最好的定義是通過普通的板過渡理論（GSTCs），是對比于使用在超材料上的有效介質描述來說的。在文獻[100]中，論證了超薄膜表面的唯一性，由此，也定義了超表面特性的唯一性。同樣我們也應該指出通過這種方法所獲得的超薄膜或超表面的有效特性并不能展示其物理特性。圖6展示不同厚度下的負折射率。圖5和圖6強調了這一點。如果我們想在一定厚度基礎上使用這種有效特性的話，那是沒問題的。也就是我們如果假定厚度也為常量就可以使用這種有效特性。由此說明ε和μ是d的函數(shù)，并且唯一確定。Smith等人堅持這個觀點，認為‘εd’很可能是常量。由于d不是唯一確定的，所以由其而得的超表面特性也不是唯一的。問題是上述所得有效特性對于超表面來說并不唯一，雖然散射體的幾何特性和晶格常數(shù)一定，但厚度d不確定。為了說明其中難點，我們使用圖1中對等的厚度為d（圖4）的材料層來代替超表面。這有一些人為物理結構參數(shù)的問題：這些超表面的參數(shù)特征是錯誤的。嘗試使用類似的超表面參數(shù)分析很少成功。在某些情況下，還必須考慮到樣品的邊界附近局部影響。需要注意的是，當使用范圍是負指數(shù)材料時，標準的NRW方法必須進行修正。對于場的周期單元平均定義有效材料性能是正確的方法（那種勻質平均的類型），許多研究人員已經(jīng)在實踐中使用根據(jù)一些計算出厚度的超材料樣品來得到期望的反射和透射系數(shù)。從這些平均值中，可以確定超材料的有效介電常數(shù)和磁導率（以及折射率）。模擬超材料的傳統(tǒng)的、最方便的方法是有效介質理論。別的種類超表面基于這兩者之間。另一種是漁網(wǎng)結構（圖3），稱為元幕。在一般的研究中，我們將超表面列為兩類。當波長接近結構周期時，更高要求的FloquetBloch模型需要考慮進去，超材料和超表面就是這樣。最后一部分中，電磁場和周期材料的相互作用非常復雜。第二部分（散射體共振），其材料具有頻率依賴特性?？偟膩碚f，圖2中第一、第二部分會出現(xiàn)在某種復合材料介質的情況中。例如，如果是 圖7中球形粒子的特性或者半徑非常小，或者是散射體的形狀、尺寸沒有做合適的選擇，散射體的共振將會趨向于FloquetBloch模型，就實現(xiàn)不了雙負材料。值得注意的是圖2所示的第二部分并不常見。另一方面講，當我們談及超表面時，就是在說第二部分的共鳴器散射體而不是周期性結構。二維陣列（超表面）也有相似的特性。第二部分，那些共振體是其成為超材料的原因所在。圖2的第二部分也是處在亞波長結構，不過期單元散射體可以達到共振。別的頻率中，這種材料的通過率很高，這種頻率就為通帶。這種高要求模型就會通過復合材料干擾基波的傳播，在這種頻率范圍中我們稱復合材料為光子帶隙或者電磁帶隙材料。傳統(tǒng)的分析方法是FloquetBloch理論，其中的場擴展到有各種不同方向的平面波。在這一部分，描述使用經(jīng)典的材料混合來得到目標特性（介電常數(shù)、磁導率）當波長可以與結構周期相近或者比周期小時，會有特別的響應發(fā)生，見圖2的第三部分。這種散射體將會具有誘導的或者永久的偶極柜，這也是經(jīng)典材料的性質。對于3D超材料來說，第一部分是準靜態(tài)部分。對于超材料來說，能熟知周期材料在不同頻率或者不同尺寸的電磁響應非常重要。 超表面與頻率選擇表面下面說一說超材料（MM）和傳統(tǒng)光子帶隙(PBG)或電磁帶隙(EBG)結構之間的區(qū)別，另外超材料和傳統(tǒng)頻率選擇表面（FSS）的區(qū)別。除了可用在上面所說的超材料的應用外，超表面還可以實現(xiàn)智能表面控制、小型化諧振腔、新型波導結構、簡單而寬角度吸收器、阻抗匹配表面和生物分子器件。超表面相對于3D超材料來說有著占有更小物理空間的優(yōu)勢，由此，超表面可以提供更低能耗的結構。超薄膜又稱超表面或單層超材料。值得一提的是每個散射體的都是很薄的（甚至比晶格常數(shù)小），可以有任意的形狀，可以有亞波長尺度。圖1d為陶立方排布。圖1b展示一種金屬散射體排布，它可以獲得與經(jīng)典開口環(huán)結構所產生的磁響應類似的電響應。超材料通常是用規(guī)律排列的小散射體構成的結構，以此來獲得期望的性能。Schuster在他1904年的可見光書中簡短的談及了Lamb的工作，并提出了在可見光介質中或許也有著反波的特性。Mandel提到關于Lamb的1904年的報紙，稱Lamb或許是這一領域的第一人。實際上，這種材料的理論可以回推到一個世紀以前?，F(xiàn)在的超材料研究來源于對Bexelago理論的仿真，或者是基于之后Pendry、Smith等人所實現(xiàn)的超材料結構。在這種材料中，其介電常數(shù)和磁導率都被設計成接近于零。這種材料的特性是在給定的頻率帶寬內其有效介電常數(shù)和磁導率是負的。之后，我們將會看到和經(jīng)典結構完全不同的超材料和超表面，比如光子能帶隙結構（PBG）、頻率選擇表面（FSS）。超材料是一種新的人工合成材料來得到自然材料所不具備的一些特性。文中綜述了近幾年這種材料或者表面的發(fā)展，并讓我們更加接近一百年前拉姆和Pocklington或者之后的Mandel和Veselago所提出的令人驚訝的觀點。我們也將可以看出超表面和傳統(tǒng)的頻率選擇表面的區(qū)別。超表面在占據(jù)的物理空間上比3D超材料有著優(yōu)勢，由此，超表面可以提供低耗能結構。在過去的十年里，超材料從理論概念走到了市場應用。Livotov, p, “TRIZbased Innovation principles and A process for problem Solving in Business and Management”, The TRIZ Journal,., 2001第二篇：數(shù)據(jù)庫課程設計理論及實踐論文數(shù)據(jù)庫課程是計算機科學及信息技術相關專業(yè)方向的核心課程，主要研究數(shù)據(jù)庫系統(tǒng)的基本概念、原理、方法