CN103094691B - 一种喇叭天线 - Google Patents

Abstract

本发明公开一种喇叭天线，其包括天线本体以及紧贴于天线本体口径面上或者位于天线本体口径面正前方的超材料，所述超材料包括基材以及周期排布于所述基材上的多个人造金属微结构，所述超材料上折射率以所述超材料中心点为中心呈同心椭圆分布。本发明通过在常规喇叭天线口径面上增设一超材料，利用超材料原理使得喇叭天线E面和H面均能具有一特定的辐射范围，且在该辐射范围下具有特定的能流密度分布。具有结构简单、能操纵电磁波分布的有益效果。

Description

一种喇叭天线

技术领域

本发明涉及通信技术领域，尤其涉及一种喇叭天线。

背景技术

喇叭天线是指波导管终端逐渐渐变并最终张开成圆形或者矩形截面的微波天线。现有喇叭天线的辐射角度以及辐射场能流密度分布受到喇叭口尺寸以及喇叭口形状的约束。

如图1所示，图1为现有技术中喇叭天线的结构示意图。图1中，喇叭天线的E面即为yoz平面，H面为xoz平面。通常情况下，喇叭天线口径面上E面和H面上近场和远场的相位和幅值分布具有较大差别，设计时，需要分别考虑E面和H面的辐射情况。

发明内容

本发明所要解决的技术问题在于，针对现有技术的上述不足提出一种在喇叭天线E面和H面均具有特定辐射角度以及辐射能流密度分布的喇叭天线。

本发明解决其技术问题采用的技术方案，是提出一种喇叭天线，其包括天线本体以及紧贴于天线本体口径面上或者位于天线本体口径面正前方的超材料，所述超材料包括基材以及周期排布于所述基材上的多个人造金属微结构，所述超材料上折射率以所述超材料中心点为中心呈同心椭圆分布，所述超材料的折射率分布规律为：

$n(x,y)=\frac{n_H\left(A\right)*{(x*t(x,y\left)\right)}^2}{Dx}+\frac{n_E\left(B\right)*{(y*t(x,y\left)\right)}^2}{Dy}$

其中，A＝A(x,y)＝Sgn(x)*Dx/t(x,y),B＝B(x,y)＝Sgn(y)*Dy/t(x,y)，Sgn为符号函数，Dx为所述天线本体口径面H截面边沿距H截面中心点距离，Dy为所述天线本体口径面E截面边沿距E截面中心点距离，A、B分别为所述超材料上任意一点所处的椭圆与H截面和E截面的交点，n_H(A)为H截面上A点的折射率分布，n_E(B)为E截面上B点的折射率分布。

进一步地，所述超材料E截面折射率分布为：

其中，y为超材料E截面上各点距E截面中心轴线的距离；ψ_E(y)为没有所述超材料时在天线本体口径面上测试得到的E截面初始相位分布；d为所述超材料厚度；为天线本体口径面附着有所述超材料后，所述超材料与所述天线本体口径面相对的表面上E截面的相位分布；λ为所述天线本体辐射的电磁波的波长。

进一步地，所述超材料与天线本体口径面相对的表面上E截面相位分布由以下三个算式给出：

${\∫}_{-Dy}^{Dy}{P}_E\left(y\right)dy\≥{\∫}_{-b}^b{\mathrm{\β}}_E\left(y\right)dy$

${\∫}_{-Dy}^y{P}_E\left(u\right)du={\∫}_{-b}^{{\mathrm{\Φ}}_E\left(y\right)}{\mathrm{\β}}_E\left(w\right)dw$

上式中，Dy为所述天线本体口径面E截面边沿距E截面中心点距离；b为所需要的辐射范围的边缘到其中心点处的距离；Ρ_E(y)为没有所述超材料时在所述天线本体口径面E截面上测试得到的初始能流密度分布；d为所述超材料厚度；s为所述超材料与所述天线本体口径面相对的表面距所需要的辐射范围的截面的距离。

进一步地，所述超材料H截面折射率分布为：

其中，x为超材料H截面上各点距H截面中心轴线的距离；ψ_H(x)为没有所述超材料时在天线本体口径面上测试得到的H截面初始相位分布；d为所述超材料厚度；为天线本体口径面附着有所述超材料后，所述超材料与所述天线本体口径面相对的表面上H截面的相位分布；λ为所述天线本体辐射的电磁波的波长。

进一步地，所述超材料与天线本体口径面相对的表面上H截面相位分布由以下三个算式给出：

${\∫}_{-Dx}^{Dx}{P}_H\left(x\right)dx\≥{\∫}_{-b}^b{\mathrm{\β}}_E\left(x\right)dx$

${\∫}_{-Dx}^x{P}_H\left(u\right)du={\∫}_{-b}^{{\mathrm{\Φ}}_H\left(x\right)}{\mathrm{\β}}_H\left(w\right)dw$

上式中，Dx为所述天线本体口径面H截面边沿距H截面中心点距离；b为所需要的辐射范围的边缘到其中心点处的距离；Ρ_H(x)为没有所述超材料时在所述天线本体口径面H截面上测试得到的初始能流密度分布；d为所述超材料厚度；s为所述超材料与所述天线本体口径面相对的表面距所需要的辐射范围的截面的距离。

进一步地，所述人造金属微结构的几何形状为“工”字形，包括竖直的第一金属分支以及位于所述第一金属分支两端且垂直于所述第一金属分支的第二金属分支。

进一步地，所述几何形状还包括位于所述第二金属分支两端且垂直于所述第二金属分支的第三金属分支。

进一步地，所述人造金属微结构的几何形状为平面雪花型，包括相互垂直的两条第一金属分支以及位于所述第一金属分支两端且垂直于所述第一金属分支的第二金属分支。

进一步地，所述基材为高分子材料、陶瓷材料、铁电材料、铁氧材料或者铁磁材料。

进一步地，所述人造金属微结构通过蚀刻、电镀、钻刻、光刻、电子刻或离子刻周期排布于所述基材上。

本发明通过在常规喇叭天线口径面上增设一超材料，利用超材料原理使得喇叭天线E面和H面均能具有一特定的辐射范围，且在该辐射范围下具有特定的能流密度分布。具有结构简单、能操纵电磁波分布的有益效果。

附图说明

图1为现有技术喇叭天线的结构示意图；

图2为本发明喇叭天线中超材料的横截面折射率分布示意图；

图3为构成超材料的基本单元的立体结构示意图；

图4为本发明喇叭天线E面结构示意图；

图5为能对电磁波产生响应以改变超材料基本单元折射率的第一较佳实施方式的人造金属微结构的几何形状拓扑图案；

图5a为图5中人造金属微结构几何形状拓扑图案的衍生图案；

图6为能对电磁波产生响应以改变超材料基本单元折射率的第二较佳实施方式的人造金属微结构的几何形状拓扑图案；

图6a为图6中人造金属微结构几何形状拓扑图案的衍生图案。

具体实施方式

光，作为电磁波的一种，其在穿过玻璃的时候，因为光线的波长远大于原子的尺寸，因此我们可以用玻璃的整体参数，例如折射率，而不是组成玻璃的原子的细节参数来描述玻璃对光线的响应。相应的，在研究材料对其他电磁波响应的时候，材料中任何尺度远小于电磁波波长的结构对电磁波的响应也可以用材料的整体参数，例如介电常数ε和磁导率μ来描述。通过设计材料每点的结构使得材料各点的介电常数和磁导率都相同或者不同从而使得材料整体的介电常数和磁导率呈一定规律排布，规律排布的磁导率和介电常数即可使得材料对电磁波具有宏观上的响应，例如汇聚电磁波、发散电磁波等。该类具有规律排布的磁导率和介电常数的材料我们称之为超材料。

如图2所示，图2为构成超材料的基本单元的立体结构示意图。超材料的基本单元包括人造微结构1以及该人造微结构附着的基材2。本发明中，人造微结构为人造金属微结构，人造金属微结构具有能对入射电磁波电场和/或磁场产生响应的平面或立体拓扑结构，改变每个超材料基本单元上的人造金属微结构的图案和/或尺寸即可改变每个超材料基本单元对入射电磁波的响应。多个超材料基本单元按一定规律排列即可使得超材料对电磁波具有宏观的响应。由于超材料整体需对入射电磁波有宏观电磁响应因此各个超材料基本单元对入射电磁波的响应需形成连续响应，这要求每一超材料基本单元的尺寸为入射电磁波的十分之一至五分之一，优选为入射电磁波的十分之一。本段描述中，我们人为的将超材料整体划分为多个超材料基本单元，但应知此种划分方法仅为描述方便，不应看成超材料由多个超材料基本单元拼接或组装而成，实际应用中超材料是将人造金属微结构周期排布于基材上即可构成，工艺简单且成本低廉。周期排布即指上述我们人为划分的各个超材料基本单元上的人造金属微结构能对入射电磁波产生连续的电磁响应。

本发明中，喇叭天线E面和H面的划分方式与图1所示现有喇叭天线相同。为使得现有喇叭天线口径面上E面和H面上均具有特定的辐射角度和辐射能流密度分布，在喇叭天线口径面上增设超材料以改变喇叭天线辐射电磁波的辐射角度以及辐射能流密度。

如图3所示，图3为本发明喇叭天线中超材料横截面上折射率分布示意图。超材料横截面形状与喇叭天线口径面形状一致，当喇叭天线为矩形口径时，超材料横截面即为相应大小的矩形。本实施例中，以矩形口径喇叭天线为例说明，当喇叭天线为其他口径时，仅需在本发明超材料上截取相应形状即可。如图3所示，在超材料横截面上，折射率呈同心椭圆型分布，即以超材料中心点为椭圆中心，在y方向和x方向上，其折射率分布分别为超材料E面和H面纵剖面的折射率分布n_E(y)和n_H(x)，其中，椭圆中心点处为坐标轴圆心，即n(0)＝n_E(y|y＝0)＝n_H(x|x＝0)。图3中，Dx即为口径面H面边缘距中心点距离，Dy即为口径面E面边缘距中心点距离，最外层椭圆可表达为：

对于同心椭圆区内任意非原点的一点P(x,y)，其与原点的连线的延长线相交最外层椭圆于点P’(x’,y’)，则有t为最外层椭圆以中心点为位拟变换中心，过点P的位拟变换的位拟比。因此可得到过点P的椭圆方程为：该椭圆与x轴的交点为A：(Sgn(x)*Dx/t,0)，与y轴的交点为B：(0,Sgn(y)*Dy/t)。Sgn为符号函数，当A点x坐标大于0时，Sgn(x)＝1，当点x坐标小于0时，Sgn(x)＝-1。同理，当B点y坐标大于0时，Sgn(y)＝1，当B点y坐标小于0时，Sgn(y)＝-1。

超材料中心点与P点连线与x轴的夹角为θ，则P点的坐标可表示为((Dx/t)*cosθ,(Dy/t)*sinθ)，则

cosθ(x,y)＝x/(Dx/t(x,y)),sinθ(x,y)＝y/(Dy/t(x,y))

下面详细论述超材料在其H面和E面的折射率分布。

如图4所示，图4为本发明喇叭天线E面的结构示意图。图4中，喇叭天线包括天线本体100以及紧贴于天线本体口径面上的超材料300，超材料尺寸与天线本体口径面尺寸相等。可以想象地，超材料300距离天线本体100一定距离亦可实现本发明目的。天线本体辐射的电磁波经过超材料发散后再距其一定距离的近场范围存在特定的辐射功率分布。

首先通过仿真测试得出仅具有天线本体时，其口径面E面上的初始相位分布ψ_E(y)和初始能流密度分布Ρ_E(y)，y的取值范围为[-Dy,Dy]，Dy即为口径面E面边缘距中心点距离。我们需求的目标为：在距离喇叭口径面D处的E面截面上，附着有超材料后的天线本体辐射的电磁波的辐射区域为[-b,b]，且在该[-b,b]区域内，其能流密度分布为β_E(y)。其中，D＝d+s，d为超材料厚度，s为超材料后表面到所述截面的垂直距离。根据能量守恒定律，可以知道：

${\∫}_{-Dy}^{Dy}{P}_E\left(y\right)dy\≥{\∫}_{-b}^b{\mathrm{\β}}_E\left(y\right)dy---\left(1\right)$

电磁波从左向右穿过超材料后表面时，我们可以近似认为超材料后表面的能流密度分布仍为Ρ_E(y)，而相位分布从ψ_E(y)变化为根据能量守恒定律，即可确定从口径面能流密度分布Ρ_E(y)到近场截面的能流密度分布β_E(y)的转换算子Φ_E(y)。

图4中，超材料E截面后表面y位置处的能流密度分布为Ρ_E(y)，Ρ_E(y)指向目标截面的坐标为Φ_E(y)。根据能量守恒定律，得到

${\∫}_{-Dy}^y{P}_E\left(u\right)du={\∫}_{-b}^{{\mathrm{\Φ}}_E\left(y\right)}{\mathrm{\β}}_E\left(w\right)dw---\left(2\right)$

其中，Φ_E(y)取值范围为[-b,b]，式(2)即为Φ_E(y)的隐函数，在满足隐函数存在性定理的前提下可解出Φ_E(y)的解析表达式。

下面通过Φ_E(y)确定超材料E截面后表面的相位分布由于在均匀介质中，等相面上各点处的能量沿该点处的外法向传播，因此可根据超材料E截面后表面的相位分布推算出等相位面。又由于超材料E截面后表面的相位分布为连续可导函数，因此等相位面为连续光滑的曲线，这也说明等相位面上能量的传播具有确定的方向。记超材料后表面上的能流密度方向为y点处的能流密度方向与水平轴线的夹角，则

$tan{\∂}_E\left(y\right)=\frac{{\mathrm{\Φ}}_E\left(y\right)-y}{s}$

其中，s为超材料后表面到目标截面的垂直距离。

因为超材料后表面上的能流密度方向沿等相面在点y处的外法向，假设等相面的曲线方程C为则

上式中，为等相位的曲线方程C各点处的切向向量。因此：

由上式求得曲线各点处的导数f(x,y)：

$f(x,y)=\frac{1}{-tan{\∂}_E\left(y\right)}=\frac{s}{y-{\mathrm{\Φ}}_E\left(y\right)}$

另外由超材料后表面的相位分布得出曲线方程C的表达式为其中λ为天线本体辐射的电磁波的波长。

由上式得出曲线方程C各点处的导数为：

而曲线方程C点处的切向向量

最终得到：

通过式(1)、式(2)、式(3)即可得到超材料E面后表面的相位分布的表达式。

我们在计算超材料E面内部折射率分布n_E(y)时，将电磁波在超材料中的传播路径近似认为电磁波是在超材料内部沿水平方向传播，则电磁波在超材料中的传播路径的实际距离即为超材料的厚度d，其光程为n_E(y)*d。又由电磁波传播原理可知，沿电磁波传播方向，电磁波相位逐渐降低，因此可由初始测试得到的初始相位分布ψ(y)与超材料后表面的相位分布得到超材料E面的折射率分布，其为：

其中，y为超材料E面纵截面上各点距E截面中心轴线的距离；ψ_E(y)为没有超材料时在天线本体口径面上测试得到的E面初始相位分布；为天线本体口径面附着有超材料后，由式(1)、式(2)、式(3)得到的在超材料后表面E截面上的电磁波的相位分布，d为超材料厚度。

根据超材料E面的折射率分布推导过程，可以同理推导出超材料H面的折射率分布。即，首先测试超材料H面初始相位分布ψ_H(x)和初始能流密度分布Ρ_H(x)，x的取值范围为[-Dx,Dx]，Dx即为口径面H面边缘距中心点距离；而后根据：

${\∫}_{-Dx}^{Dx}{P}_H\left(x\right)dx\≥{\∫}_{-b}^b{\mathrm{\β}}_E\left(x\right)dx---\left(5\right)$

${\∫}_{-Dx}^x{P}_H\left(u\right)du={\∫}_{-b}^{{\mathrm{\Φ}}_H\left(x\right)}{\mathrm{\β}}_H\left(w\right)dw---\left(6\right)$

得到超材料H面后表面的相位分布的表达式。并最终得到超材料H面的折射率分布：

综上所述，对于超材料横截面上任意一点P(x,y)，其折射率n(x,y)为：

$n(x,y)=\frac{n_H\left(A\right)*{(x*t(x,y\left)\right)}^2}{Dx}+\frac{n_E\left(B\right)*{(y*t(x,y\left)\right)}^2}{Dy}$

其中，A＝A(x,y)＝Sgn(x)*Dx/t(x,y),B＝B(x,y)＝Sgn(y)*Dy/t(x,y)，n_H(A)可由式(5)至式(8)求得，n_E(B)可由式(1)至式(4)求得。

请继续参照图3，由于超材料横截面上折射率为同心椭圆型分布，因此在超材料横截面上存在没有被最大椭圆覆盖的空白面积Ω，在空白面积Ω内的点Q(x”,y”)，其折射率n(x”,y”)由射线OQ在椭圆区域内的部分OQ’的折射率分布经过插值确定，插值方式可选择三次样条或B样条等。

满足上述超材料折射率分布要求的人造金属微结构的几何形状有多种，但都为能对入射电磁波产生响应的几何形状。最典型的即为“工”字形人造金属微结构。下面详细描述几种人造金属微结构几何形状。超材料上各点折射率对应的人造金属微结构的尺寸可通过计算机仿真得出，也可通过人工计算得出。

如图5所示，图5为能对电磁波产生响应以改变超材料基本单元折射率的第一较佳实施方式的人造金属微结构的几何形状拓扑图案。图5中，人造金属微结构呈“工”字形，包括竖直的第一金属分支1021以及分别垂直该第一金属分支1021且位于第一金属分支两端的第二金属分支1022，图5a为图5中人造金属微结构几何形状拓扑图案的衍生图案，其不仅包括第一金属分支1021、第二金属分支1022，每条第二金属分支两端还垂直设置有第三金属分支1023。

图6为能对电磁波产生响应以改变超材料基本单元折射率的第二较佳实施方式的人造金属微结构的几何形状拓扑图案。图6中，人造金属微结构呈平面雪花型，包括相互垂直的第一金属分支1021’以及两条第一金属分支1021’两端均垂直设置有第二金属分支1022’；图6a为图6所示人造金属微结构几何形状拓扑图案的衍生图案，其不仅包括两条第一金属分支1021’、四条第二金属分支1022’，四条第二金属分支两端还垂直设置有第三金属分支1023’。优选地，第一金属分支1021’长度相等且垂直于中点相交，第二金属分支1022’长度相等且中点位于第一金属分支端点，第三金属分支1023’长度相等且中点位于第二金属分支端点；上述金属分支的设置使得人造金属微结构呈各向同性，即在人造金属微结构所属平面内任意方向旋转人造金属微结构90°都能与原人造金属微结构重合。采用各向同性的人造金属微结构能简化设计、减少干扰。

本发明中，基材可由陶瓷、高分子材料、铁电材料、铁氧材料或铁磁材料等制得。例如，聚四氟乙烯、环氧树脂、FR-4、F4b等高分子材料。人造金属微结构通过蚀刻、电镀、钻刻、光刻、电子刻或离子刻等方法附着在基材上。其中蚀刻是较优的制造工艺，其步骤是在设计好合适的人造金属微结构的平面图案后，先将一张金属箔片整体地附着在基材上，然后通过蚀刻设备，利用溶剂与金属的化学反应去除掉人造金属微结构预设图案以外的箔片部分，余下的即可得到周期阵列排布的人造金属微结构。

上面结合附图对本发明的实施例进行了描述，但是本发明并不局限于上述的具体实施方式，上述的具体实施方式仅仅是示意性的，而不是限制性的，本领域的普通技术人员在本发明的启示下，在不脱离本发明宗旨和权利要求所保护的范围情况下，还可做出很多形式，这些均属于本发明的保护之内。

Claims (10)

1.一种喇叭天线，其特征在于：包括天线本体以及紧贴于天线本体口径面上或者位于天线本体口径面正前方的超材料，所述超材料包括基材以及周期排布于所述基材上的多个人造金属微结构，所述超材料上折射率以所述超材料中心点为中心呈同心椭圆分布，以椭圆中心点处为原点，以椭圆的长轴和短轴分别作为x轴和y轴建立坐标系，所述超材料的折射率分布规律为：

$n(x,y)=\frac{n_H\left(A\right)*{(x*t(x,y\left)\right)}^2}{Dx}+\frac{n_E\left(B\right)*{(y*t(x,y\left)\right)}^2}{Dy};$

其中，A＝A(x,y)＝Sgn(x)*Dx/t(x,y)，B＝B(x,y)＝Sgn(y)*Dy/t(x,y)，Sgn为符号函数，Dx为所述天线本体口径面H截面边沿距H截面中心点距离，Dy为所述天线本体口径面E截面边沿距E截面中心点距离，A、B分别为所述超材料上任意一点所处的椭圆与H截面和E截面的交点，n_H(A)为H截面上A点的折射率分布，n_E(B)为E截面上B点的折射率分布。

2.如权利要求1所述的喇叭天线，其特征在于：所述超材料E截面折射率分布为：

其中，y为超材料E截面上各点距E截面中心轴线的距离；Ψ_E(y)没有所述超材料时在天线本体口径面上测试到的E截面初始相位分布；d为所述超材料厚度；为天线本体口径面附着有所述超材料后，所述超材料与所述天线本体口径面相对的表面上E截面的相位分布；l为所述天线本体辐射的电磁波的波长。

3.如权利要求2所述的喇叭天线，其特征在于：所述超材料与天线本体口径面相对的表面上E截面相位分布由以下三个算式给出：

${\∫}_{-Dy}^{Dy}{P}_E\left(y\right)dy\≥{\∫}_{-b}^b{\mathrm{\β}}_E\left(y\right)dy;$

${\∫}_{-Dy}^y{P}_E\left(u\right)du={\∫}_{-b}^{{\mathrm{\Φ}}_E\left(y\right)}{\mathrm{\β}}_E\left(w\right)dw;$

上式中，Dy为所述天线本体口径面E截面边沿距E截面中心点距离；b为所需要的辐射范围的边缘到其中心点处的距离；P_E(y)和P_E(u)为没有所述超材料时在所述天线本体口径面E截面上测试到的初始能流密度分布；s为所述超材料与所述天线本体口径面相对的表面距所需要的辐射范围的截面的距离；β_E(y)和β_E(w)为所需要的辐射范围的截面的能流密度分布；Φ_E(y)为P_E(y)指向所需要的辐射范围的截面的坐标。

4.如权利要求1所述的喇叭天线，其特征在于：所述超材料H截面折射率分布为：

其中，x为超材料H截面上各点距H截面中心轴线的距离；Ψ_H(x)为没有所述超材料时在天线本体口径面上测试到的H截面初始相位分布；d为所述超材料厚度；为天线本体口径面附着有所述超材料后，所述超材料与所述天线本体口径面相对的表面上H截面的相位分布；λ为所述天线本体辐射的电磁波的波长。

5.如权利要求4所述的喇叭天线，其特征在于：所述超材料与天线本体口径面相对的表面上H截面相位分布由以下三个算式给出：

${\∫}_{-Dx}^{Dx}{P}_H\left(x\right)dx\≥{\∫}_{-b}^b{\mathrm{\β}}_H\left(x\right)dx;$

${\∫}_{-Dx}^x{P}_H\left(u\right)du\≥{\∫}_{-b}^{{\mathrm{\Φ}}_H\left(x\right)}{\mathrm{\β}}_H\left(w\right)dw;$

上式中，Dx为所述天线本体口径面H截面边沿距H截面中心点距离；b为所需要的辐射范围的边缘到其中心点处的距离；P_H(x)和P_H(u)为没有所述超材料时在所述天线本体口径面H截面上测试到的初始能流密度分布；s为所述超材料与所述天线本体口径面相对的表面距所需要的辐射范围的截面的距离；β_H(y)和β_E(w)为所需要的辐射范围的截面的能流密度分布；Φ_E(y)为P_E(y)指向所需要的辐射范围的截面的坐标。

6.如权利要求1所述的喇叭天线，其特征在于：所述人造金属微结构的几何形状为“工”字形，包括竖直的第一金属分支以及位于所述第一金属分支两端且垂直于所述第一金属分支的第二金属分支。

7.如权利要求6所述的喇叭天线，其特征在于：所述几何形状还包括位于所述第二金属分支两端且垂直于所述第二金属分支的第三金属分支。

8.如权利要求1所述的喇叭天线，其特征在于：所述人造金属微结构的几何形状为平面雪花型，包括相互垂直的两条第一金属分支以及位于所述第一金属分支两端且垂直于所述第一金属分支的第二金属分支。

9.如权利要求1所述的喇叭天线，其特征在于：所述基材为高分子材料、陶瓷材料、铁电材料、铁氧材料或者铁磁材料。

10.如权利要求1所述的喇叭天线，其特征在于：所述人造金属微结构通过蚀刻、电镀、钻刻、光刻、电子刻或离子刻周期排布于所述基材上。