JP2016143921A - Sheet type meta-material - Google Patents
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Abstract
Description
この発明は、金属ストリップを誘電体基板の両面に装荷したメタマテリアルとして機能するシート型メタマテリアルに関する。 The present invention relates to a sheet-type metamaterial that functions as a metamaterial in which metal strips are loaded on both surfaces of a dielectric substrate.
誘電率・透磁率がともに負の媒質に光が入射すると、負の屈折が起こることがベセラゴにより示され、透磁率および誘電率が負になる人工的な構造が提案された。この透磁率および誘電率が負になる人工的な構造は、原子より十分大きく光波長のスケールより小さい構造物の集合体からなり、メタマテリアルといわれている。負屈折媒質であるメタマテリアルを用いると、平面構造とされた完全レンズを作成することができる。完全レンズでは、回折限界を超えた微細なものまで観察することが可能であり、近接場（エバネッセント波）まで忠実に再現することができる。 Beserago has shown that negative refraction occurs when light enters a medium with both negative dielectric constant and magnetic permeability, and an artificial structure with negative permeability and dielectric constant has been proposed. This artificial structure in which the magnetic permeability and dielectric constant are negative consists of an assembly of structures that are sufficiently larger than atoms and smaller than the light wavelength scale, and is called a metamaterial. When a metamaterial that is a negative refraction medium is used, a complete lens having a planar structure can be created. With a perfect lens, it is possible to observe even fine objects exceeding the diffraction limit, and it is possible to faithfully reproduce the near field (evanescent wave).
メタマテリアルは、最近注目されているテラヘルツ電磁波用のレンズに適用することができる。テラヘルツ電磁波は、周波数が０．１〜１０ＴＨｚ（波長が３０μｍ〜３０００μｍ）の電磁波とされており、波長が遠赤外〜ミリ波領域とほぼ一致し、「光」と「ミリ波」に挟まれた周波数領域に存在している。このため、テラヘルツ電磁波は、光と同様に高い空間分解能でものを見分ける能力と、ミリ波と同様の物質を透過する能力を併せ持っている。テラヘルツ波帯はこれまで未開拓電磁波であったが、この周波数帯の電磁波の特徴を生かした時間領域分光、イメージング及びトモグラフィーによる材料のキャラクタリゼーションへの応用などが検討されてきている。テラヘルツ電磁波の発生は、物質透過性と直進性を兼ね備えるためＸ線に替わる安全かつ革新的なイメージングや、数100Gbps級の超高速無線通信を可能とすることができる。 The metamaterial can be applied to a lens for terahertz electromagnetic waves that has recently attracted attention. The terahertz electromagnetic wave is an electromagnetic wave having a frequency of 0.1 to 10 THz (wavelength of 30 μm to 3000 μm), and the wavelength is substantially coincident with the far infrared to millimeter wave region, and is sandwiched between “light” and “millimeter wave”. Exists in the frequency domain. For this reason, terahertz electromagnetic waves have both the ability to distinguish at high spatial resolution like light and the ability to transmit substances similar to millimeter waves. The terahertz wave band has been an undeveloped electromagnetic wave so far, but its application to characterization of materials by time domain spectroscopy, imaging and tomography making use of the characteristics of electromagnetic waves in this frequency band has been studied. Generation of terahertz electromagnetic waves has both material permeability and straightness, so that safe and innovative imaging instead of X-rays and ultra-high speed wireless communication of several hundred Gbps can be realized.
特に、テラヘルツイメージングは、Ｘ線に代わる安全、安心かつ高精度な可視化技術の１つとして大きな魅力を有している。回折限界を突破した近接場によるテラヘルツナノイメージングや、１．４ＴＨｚで分解能４００ｎｍ（１波長／５４０）が得られることが報告されている。また、共鳴トンネルダイオードを用いた０．３ＴＨｚでのイメージングも報告されている。メタマテリアルは負の屈折率ｎ＝−１に設計することができ、エバネッセント成分となる近接場光を離れた場所で復元し、回折限界を超えた平板完全レンズを実現できる可能性がある。 In particular, terahertz imaging has a great appeal as one of safe, secure, and highly accurate visualization techniques that replace X-rays. It has been reported that terahertz nano-imaging by near-field that broke through the diffraction limit and resolution of 400 nm (1 wavelength / 540) at 1.4 THz can be obtained. Imaging at 0.3 THz using a resonant tunneling diode has also been reported. The metamaterial can be designed with a negative refractive index n = −1, and the near-field light that is an evanescent component is restored at a remote location, and there is a possibility that a flat lens that exceeds the diffraction limit can be realized.
従来、図６３（ａ）に示す平板型人工媒質１００が提案されている。この平板型人工媒質１００は、多数の単位セル１０１を縦横に周期的に並べて配置することにより、平板型に構成されている。単位セル１０１は、図６３（ｂ）の一部拡大図に示すようにｘ−ｙ平面に置かれた誘電体基板１１０の表面に細長い矩形の表面金属ストリップ１１１がｘ方向に形成され、裏面に細長い矩形の裏面金属ストリップ１１２が表面金属ストリップ１１１に重なるように形成されている。この平板型人工媒質１００にｘ方向に偏波した平面波を入射させたとき誘電体基板１１０における両面に形成された表面金属ストリップ１１１と裏面金属ストリップ１１２との間に磁束が鎖交して周回する電流が流れ、磁性体粒子として働くようになる。特に、表面金属ストリップ１１１と裏面金属ストリップ１１２の共振周波数以上では等価透磁率が負を呈するようになる。また、電界Ｅに対しては分極が起こり誘電体粒子として働くようになる。特に、ある周波数ではｘ方向に並んだ粒子間で共振が起こり，この周波数以下で大きな正の等価誘電率を呈する。これらの二つの共振周波数の間ではシングルネガティブ領域ができるようになり、入射波は減衰するようになる。表面金属ストリップ１１１と裏面金属ストリップ１１２の寸法や位置を選び二つの共振周波数を調整することである範囲の阻止周波数帯域を得ることができる。例えば、単位セル１０１において、誘電体基板１１０の比誘電率εｒを１０．２とした際に、単位セル１０１の横幅ａを１５．２ｍｍ，高さｂを１２．７ｍｍ，厚さｃを１．６ｍｍとし、表面金属ストリップ１１１と裏面金属ストリップ１１２との長さｈを１２．１ｍｍ，幅ｗを０．６ｍｍの寸法とすると、約４．５ＧＨｚ〜約５．５ＧＨｚの阻止周波数帯域を得ることができる。
Conventionally, a flat
また、図６４（ａ）に示す左手系媒質２００が提案されている。この左手系媒質２００は、多数の単位セル２０１を縦横に周期的に並べて配置することにより、平板状に構成されている。単位セル２０１は、図６４（ｂ）の一部拡大図に示すようにｘ−ｙ平面に置かれた誘電体基板２１０の表面に細長い矩形の表面金属ストリップ２１１がｘ方向に形成され、裏面に細長い矩形の裏面金属ストリップ２１２が表面金属ストリップ２１１に重なるように形成されている。なお、裏面金属ストリップ２１２はｘ方向に１／２単位セルだけずらして形成されている。この左手系媒質２００にｘ方向に偏波された平面波を入射させると、鎖交する磁界により誘電体基板２１０の表面金属ストリップ２１１と裏面金属ストリップ２１２との間に逆方向に電流が流れ磁性体粒子として働くようになる。特に、表面金属ストリップ２１１と裏面金属ストリップ２１２の共振周波数以上では等価透磁率が負を呈する周波数帯域が生じるようになる。また、電界Ｅにより表面金属ストリップ２１１と裏面金属ストリップ２１２上で分極が起こり、誘電体粒子としても働くようになる。特に、表面金属ストリップ２１１と裏面金属ストリップ２１２の共振周波数以上では等価誘電率が負を呈する周波数帯域が生じるようになる。図６３（ａ）に示す平板型人工媒質１００では、表面金属ストリップ１１１と裏面金属ストリップ１１２とが完全に重なった構造とされていることから、磁性を示す共振の周波数よりも誘電性を示す共振の周波数の方が高くなる。これに対して、図６４（ａ）に示す左手系媒質２００では、表面金属ストリップ２１１と裏面金属ストリップ２１２との重なりが短く、磁性の共振周波数が上がるようになる。また、表面金属ストリップ２１１と裏面金属ストリップ２１２では、上下方向に配置された金属ストリップ間の容量だけでなく、誘電体基板２１０を介して対面する金属ストリップとの間の容量が増えるため、誘電性の共振周波数が下がるようになる。これによって、誘電性の共振周波数よりも磁性の共振周波数が高くなり、誘電率が負となる帯域内で磁性の共振が起こるようになる。このため、誘電率および透磁率が共に負となる所定範囲の周波数領域が得られるようになる。
Further, a left-handed medium 200 shown in FIG. 64 (a) has been proposed. The left-handed medium 200 is formed in a flat plate shape by periodically arranging a large number of
図６４（ａ）に示す左手系媒質２００において、誘電体基板２１０の比誘電率εｒを２．１７，誘電損ｔａｎδを０．０００８５とした際に、単位セル２０１の横幅ａを１２．８ｍｍ，高さｂを２１．５ｍｍ，厚さｃを３．１７５ｍｍとし、表面金属ストリップ２１１と裏面金属ストリップ２１２との長さｈを２１ｍｍ，間隔ｇを０．５ｍｍ，幅ｗを３ｍｍの寸法とすると、約５．１ＧＨｚ〜約５．５ＧＨｚの通過周波数帯域を得ることができる。また、高さｂを２４ｍｍ、間隔ｇを３ｍｍに変更すると約６．０ＧＨｚ〜約６．７ＧＨｚの通過周波数帯域を得ることができる。
In the left-handed medium 200 shown in FIG. 64A, when the relative permittivity εr of the
従来の左手系媒質２００はシート型のメタマテリアルであり、その適用周波数は数ＧＨｚのマイクロ波帯である。このシート型メタマテリアルの適用周波数をテラヘルツ波帯（０．１〜１０ＴＨｚ）とするには、原理的には適用周波数に対応してスケールダウンすれば良い。例えば、適用周波数を０．４ＴＨｚとする場合は、上記した各寸法を約１／６０とする規格化を行うことになる。しかしながら、誘電体基板の厚さが実用の範囲の厚さよりきわめて薄くなってしまい、実現することが困難になるという問題点があった。
本発明は、従来は実現されていなかった誘電体基板の厚さを実用の範囲の厚さとすることができるシート型メタマテリアルを提供することを目的としている。
The conventional left-handed medium 200 is a sheet-type metamaterial, and its application frequency is a microwave band of several GHz. In order to set the application frequency of the sheet-type metamaterial to the terahertz wave band (0.1 to 10 THz), in principle, it is only necessary to scale down corresponding to the application frequency. For example, when the applied frequency is 0.4 THz, standardization is performed so that each of the above dimensions is about 1/60. However, there has been a problem that the thickness of the dielectric substrate becomes extremely thinner than the practical thickness, which is difficult to realize.
An object of the present invention is to provide a sheet-type metamaterial capable of setting a thickness of a dielectric substrate, which has not been realized conventionally, to a thickness within a practical range.
上記目的を達成するために、請求項１にかかる発明は、所定長ｌの細長い矩形状の単位ストリップが、間隔ｇを空けて長軸方向に並べられて配列された第１金属ストリップが、誘電体基板の一面に所定間隔で互いにほぼ平行に複数本配設されている第１金属ストリップ群と、前記第１金属ストリップと同じ構成の第２金属ストリップが、前記誘電体基板の他面に、前記第１金属ストリップに重なると共に前記単位ストリップの約１／２の長さだけずらせて複数本配設されている第２金属ストリップ群とを備え、前記誘電体基板の厚さｈが約５０μｍ、前記単位ストリップの長さｌが設計周波数帯域においてほぼ共振する長さ、前記第１金属ストリップ間の間隔ｐが約２１０μｍとされて、テラヘルツ波帯の周波数において、負の誘電率および負の透磁率を呈することを最も主要な特徴としている。
また、請求項２にかかる発明は、請求項１にかかる発明において、前記単位ストリップが間隔ｇが約１０μｍ〜約１００μｍ、前記単位ストリップの長さｌが約９０μｍ〜約３６０μｍ、前記単位ストリップの幅ｗが約３２μｍとされて、約０．３ＴＨｚ〜約０．９ＴＨｚにおいて、負の誘電率および負の透磁率を呈することを主要な特徴としている。
In order to achieve the above object, the invention according to
The invention according to claim 2 is the invention according to
請求項１，２にかかる発明によれば、従来は実現されていなかった誘電体基板の厚さを実用の範囲の厚さとすることができるシート型メタマテリアルを提供することができる。 According to the first and second aspects of the invention, it is possible to provide a sheet-type metamaterial that can make the thickness of the dielectric substrate, which has not been realized in the past, within a practical range.
本発明の実施例のシート型メタマテリアル１の構成を示す平面図を図１（ａ）に、その一部の構成を拡大して示す平面図を図１（ｂ）に、本発明の実施例のシート型メタマテリアル１の構成を示す斜視図を図２に、本発明の実施例のシート型メタマテリアル１の１周期分の構成である単位セルの詳細を示す斜視図を図３に、その側面図を図４（ａ）に、その寸法の一例を図４（ｂ）に示す。
これらの図に示す本発明の実施例にかかるシート型メタマテリアル１はテラヘルツ波帯において動作する。このシート型メタマテリアル１は、図１（ａ）（ｂ）および図２に示すようにｘ−ｙ平面に置かれた矩形の誘電体基板１０の表面に細長い矩形の表面金属ストリップ１１が互いに平行にｙ方向に多数本形成され、裏面に細長い矩形の裏面金属ストリップ１２が表面金属ストリップ１１にそれぞれ重なるように多数本形成されている。この場合、裏面金属ストリップ１２は、表面金属ストリップ１１に対して長軸方向（ｙ方向）に、約１／２だけずらして形成されている。
FIG. 1A is a plan view showing the configuration of the sheet-
The sheet-
表面金属ストリップ１１は、細長い矩形状の長さｌの単位ストリップ１１ａを間隔ｇを空けて、その中心軸上に多数本並べて配設されて形成されている。この表面金属ストリップ１１を互いにほぼ平行になるように、誘電体基板１０の表面に複数本形成することにより第１金属ストリップ群が構成されている。裏面金属ストリップ１２は、表面金属ストリップ１１と同様の構成とされ、細長い矩形状の長さｌの単位ストリップ１２ａを間隔ｇを空けて、その中心軸上に多数本並べて配設されて形成されている。この裏面金属ストリップ１２を互いにほぼ平行になると共に、それぞれが表面金属ストリップ１１に対して長さｌの約１／２だけずれて重なるように、誘電体基板１０の裏面に複数本形成することにより第２金属ストリップ群が構成されている。誘電体基板１０は、例えばシクロオレフィンポリマーフィルムとされ、その比誘電率は約２．３４、ｔａｎδは約０．００１６の低損失とされる。誘電体基板１０は、他の低損失の誘電体フィルムとしても良い。
The surface metal strip 11 is formed by arranging a plurality of elongated rectangular unit strips 11a each having a length l on the central axis thereof with a gap g therebetween. A first metal strip group is formed by forming a plurality of the surface metal strips 11 on the surface of the
上記した構成の本発明にかかるシート型メタマテリアル１は、図１（ａ）、図２に示す単位セルＡを縦横に多数配列した構造と等価となる。そこで、単位セルＡの構成を図３，４（ａ）に示す。これらの図に示すように単位セルＡは、幅がｐで長さｌより間隔ｇだけ長い長さに単位化された厚さｈの矩形の誘電体基板１０を有し、誘電体基板１０の表面に、約ｌ／２の長さに分割した２つの単位ストリップ１１ａが間隔ｇを空けて形成された表面金属ストリップ１１と、単位ストリップ１１ａに対して長さｌの約１／２だけずれて重なるように形成された、長さｌの単位ストリップ１２ａからなる裏面金属ストリップ１２とを備えている。単位ストリップ１１ａ，１２ａは、誘電体基板１０上に厚さｔで形成した金属膜を、エッチング加工すること等により形成されている。
The sheet-
この単位セルＡをｘ−ｙ平面に配置して、ｙ方向に表面金属ストリップ１１と裏面金属ストリップ１２とを配設し、その周囲を図３に示すように周期境界壁１５で囲み、ｙ方向に偏波されたテラヘルツ波帯の入射波Ｉｎを入射させる。入射波Ｉｎは、その電界成分Ｅがｙ方向となり、その磁界成分Ｈがｘ方向となって、進行方向ｋはｚ方向となる。すると、鎖交する磁界により誘電体基板１０の表面金属ストリップ１１と裏面金属ストリップ１２との間に逆方向に電流が流れ磁性体粒子として働くようになる。特に、表面金属ストリップ１１と裏面金属ストリップ１２の長さｌに基づく共振周波数以上では等価透磁率が負を呈する周波数帯域が生じるようになる。また、ｙ方向の電界Ｅにより表面金属ストリップ１１と裏面金属ストリップ１２上で分極が起こり、誘電体粒子としても働くようになる。特に、表面金属ストリップ１１と裏面金属ストリップ１２の長さｌに基づく共振周波数以上では等価誘電率が負を呈する周波数帯域が生じるようになる。この場合、図３に示す単位セルＡでは、表面金属ストリップ１１と裏面金属ストリップ１２とが長さｌの約１／２だけずらされて重なりが短くされていることから、磁性の共振周波数が上がるようになる。また、表面金属ストリップ１１と裏面金属ストリップ１２では、上下方向に配置された単位ストリップ１１ａ，１２ａ間の容量だけでなく、誘電体基板１０を介して互いに対面する単位ストリップ１１ａ，１２ａとの間の容量が増えるため、誘電性の共振周波数が下がるようになる。これによって、誘電性の共振周波数よりも磁性の共振周波数が高くなり、誘電率が負となる帯域内で磁性の共振が起こるようになる。このため、本発明のシート型メタマテリアル１においては、誘電率および透磁率が共に負となる所定範囲の周波数領域が得られるようになる。単位ストリップ１１ａ，１２ａを形成する金属材料としては、金、銀、銅、アルミニウム等を用いることができる。
The unit cell A is arranged in the xy plane, the front surface metal strip 11 and the back
単位セルＡの寸法の一例を図４（ａ）に示す。この場合、フレキシブルなシクロオレフィンポリマーフィルムとされた誘電体基板１０の屈折率ｎcopは、０．５ＴＨｚにおいて約１．５３＋ｊ０．００１２となっている。単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの幅ｗは約３２μｍ、単位セルＡにおける誘電体基板１０の幅ｐは約２１０μｍ、誘電体基板１０の厚さｈは約５０μｍ、単位ストリップ１１ａ，１２ａの厚さｔは約０．５μｍとすることができる。なお、本発明にかかるシート型メタマテリアル１においては、単位セルＡの各部の寸法を調整することにより、誘電体基板１０の厚さｈを約５０μｍという、実用の範囲の厚さとすることができるようになった。
An example of the dimensions of the unit cell A is shown in FIG. In this case, the refractive index ncop of the
本発明にかかるシート型メタマテリアル１において、上記寸法とした単位セルＡの屈折率および関連するパラメータの解析結果を図５ないし図６０に示す。なお、解析においては単位ストリップ１１ａ，１２ａは完全導体で構成されているものとしている。
図５は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔（Gap）ｇを４０μｍ〜１４０μｍとし、周波数ｆを０．３ＴＨｚとした際の単位ストリップ１１ａ，１２ａの長さｌ（Length of cut wire ）が４６０μｍ〜５６０μｍの範囲における屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）の等高線図である。図５を参照すると、上記の全範囲において負の屈折率ｎが得られており、ｇが約８０μｍでｌが約５００μｍの×マークにおける屈折率の実部Ｒｅ（ｎ）として約−８．２２が得られていることがわかる。
図６は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔ｇと長さｌを図５と同範囲とし、周波数ｆを０．３ＴＨｚとした際の透過電力Ｔｐの等高線図である。図６を参照すると、傾きが約４５°の中央部の範囲において良好な透過電力特性が得られており、ｇが約８０μｍでｌが約５００μｍの×マークにおける透過電力Ｔｐとして約９８．９％の良好な値が得られていることがわかる。
In the sheet-
FIG. 5 shows the length l of the unit strips 11a and 12a in the unit cell A when the gap (gap) g between the unit strips 11a and 12a is 40 μm to 140 μm and the frequency f is 0.3 THz. ) Is a contour map of the real part Re (n) of the refractive index n in the range of 460 μm to 560 μm. Referring to FIG. 5, a negative refractive index n is obtained in the entire range described above, and about −8.22 as the real part Re (n) of the refractive index in the x mark where g is about 80 μm and l is about 500 μm. It can be seen that is obtained.
FIG. 6 is a contour diagram of the transmitted power Tp in the unit cell A when the interval g and length l of the unit strips 11a and 12a are in the same range as in FIG. 5 and the frequency f is 0.3 THz. Referring to FIG. 6, good transmission power characteristics are obtained in the range of the central portion with an inclination of about 45 °, and the transmission power Tp in the x mark with g of about 80 μm and l of about 500 μm is about 98.9%. It turns out that the favorable value of is obtained.
図７は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約５００μｍとした際の、０．１ＴＨｚ〜０．４ＴＨｚの周波数帯域における屈折率ｎの周波数特性である。図７を参照すると、屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）は０．１ＴＨｚにおいて約＋５．１とされ周波数の上昇に伴い増加して約０．２２５ＴＨｚの時に最大（約＋１３）となるが、約０．２６ＴＨｚで反転して約−１２の負となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって変化していき約０．３６ＴＨｚにおいてほぼ０となる。実部Ｒｅ（ｎ）は、０．３ＴＨｚにおいて約−８．６８を呈するようになる。また、屈折率ｎの虚部Ｉｍ（ｎ）は０．２４ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い増加して約０．２６ＴＨｚにおいて最大（約＋５）となるが、その後は下降して約０．３ＴＨｚにおいてほぼ０となる。このように、単位セルＡは０．２６ＴＨｚ〜約０．３６ＴＨｚにおいて負の屈折率ｎとなることがわかる。 FIG. 7 shows the frequency characteristics of the refractive index n in the frequency band of 0.1 THz to 0.4 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 500 μm. Referring to FIG. 7, the real part Re (n) of the refractive index n is about +5.1 at 0.1 THz and increases as the frequency increases and reaches the maximum (about +13) at about 0.225 THz. It reverses at about 0.26 THz and becomes negative of about −12. Then, it changes toward 0 as the frequency increases, and becomes almost 0 at about 0.36 THz. The real part Re (n) becomes approximately −8.68 at 0.3 THz. In addition, the imaginary part Im (n) of the refractive index n is almost 0 up to 0.24 THz and increases as the frequency increases and reaches a maximum (about +5) at about 0.26 THz, but then decreases. At about 0.3 THz. Thus, it can be seen that the unit cell A has a negative refractive index n in the range of 0.26 THz to about 0.36 THz.
図８は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約５００μｍとした際の、０．１ＴＨｚ〜０．４ＴＨｚの周波数帯域における相対インピーダンス（Relative Impedance）Ｚｒの周波数特性である。図８を参照すると、相対インピーダンスＺｒの実部Ｒｅ（Ｚｒ）は０．１ＴＨｚにおいて約＋０．１とされ周波数の上昇に伴い緩やかに下降して約０．２２５ＴＨｚの時に０となり、約０．３ＴＨｚで急激に上昇して約＋８となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって急峻に変化していき約０．３６ＴＨｚにおいてほぼ０となる。実部Ｒｅ（Ｚｒ）は、０．３ＴＨｚにおいて約＋１．４２を呈するようになる。また、相対インピーダンスＺｒの虚部Ｉｍ（Ｚｒ）は０．２２５ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い負の方向に増加して約０．３ＴＨｚにおいて急激に負方向に増大して最大（約−４）となるが、その後は急激に変化してほぼ０となる。このように、単位セルＡはｇを約８０μｍ、ｌを約５００μｍとすると、約０．３ＴＨｚにおいて共振特性を示すことがわかる。 FIG. 8 shows the frequency characteristics of the relative impedance Zr in the frequency band of 0.1 THz to 0.4 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 500 μm. Referring to FIG. 8, the real part Re (Zr) of the relative impedance Zr is about +0.1 at 0.1 THz, and gradually decreases as the frequency rises to 0 at about 0.225 THz, and about 0.3 THz. It suddenly rises to about +8. Then, it changes sharply toward 0 as the frequency increases and becomes almost 0 at about 0.36 THz. The real part Re (Zr) exhibits about +1.42 at 0.3 THz. Further, the imaginary part Im (Zr) of the relative impedance Zr is almost 0 up to 0.225 THz, increases in the negative direction as the frequency increases, and rapidly increases in the negative direction at about 0.3 THz. (About -4), but after that, it changes rapidly and becomes almost zero. Thus, it can be seen that the unit cell A exhibits resonance characteristics at about 0.3 THz, where g is about 80 μm and l is about 500 μm.
図９は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約５００μｍとした際の、０．１ＴＨｚ〜０．４ＴＨｚの周波数帯域における相対比誘電率（Relative Permittivity）εｒの周波数特性である。図９参照すると、相対比誘電率εｒの実部Ｒｅ（εｒ）は０．１ＴＨｚにおいて約＋３０とされ周波数の上昇に伴い急速に上昇していくが、約０．２２ＴＨｚの時に負に反転して負の最大ピーク（約−５０）となり、その後は０に向かって急激に変化して約０．３ＴＨｚでほぼ０となる。そして、周波数の上昇に伴い負方向に大きくなる小さなピークを示し、その後は０に向かって緩やかに変化していく。実部Ｒｅ（εｒ）は、０．３ＴＨｚにおいて約−６．１２を呈するようになる。また、相対比誘電率εｒの虚部Ｉｍ（εｒ）は０．２２ＴＨｚまではほぼ０であり、０．２２ＴＨｚにおいて正方向に急上昇するが、約０．２６ＴＨｚにおいて急激に負に反転して負の最大ピーク（約−６０）となるが、その後は急激に変化して約０．３ＴＨｚにおいてほぼ０となる。 FIG. 9 shows frequency characteristics of relative relative permittivity εr in a frequency band of 0.1 THz to 0.4 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 500 μm. Referring to FIG. 9, the real part Re (εr) of the relative dielectric constant εr is about +30 at 0.1 THz, and increases rapidly as the frequency rises, but it is negatively inverted at about 0.22 THz. It becomes the negative maximum peak (about -50), and then changes rapidly toward 0 and becomes almost 0 at about 0.3 THz. Then, it shows a small peak that increases in the negative direction as the frequency increases, and then gradually changes toward zero. The real part Re (εr) becomes approximately −6.12 at 0.3 THz. Further, the imaginary part Im (εr) of the relative dielectric constant εr is almost 0 up to 0.22 THz and rapidly increases in the positive direction at 0.22 THz, but suddenly reverses negative at about 0.26 THz and becomes negative. Although it becomes the maximum peak (about −60), it changes rapidly thereafter and becomes almost zero at about 0.3 THz.
図１０は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約５００μｍとした際の、０．１ＴＨｚ〜０．４ＴＨｚの周波数帯域における相対比透磁率（Relative permeability）μｒの周波数特性である。図１０を参照すると、相対比透磁率μの実部Ｒｅ（μｒ）は０．１ＴＨｚにおいて約＋１とされて約０．２２ＴＨｚの時に０になるが、その後やや上昇し約０．３ＴＨｚにおいて負に反転して負のピーク（約−１５）となる。そして、周波数の上昇に伴い急激に０に向かい、約０．３５ＴＨｚで０になる。実部Ｒｅ（μｒ）は、０．３ＴＨｚにおいて約−１２．３を呈するようになる。また、相対比透磁率μの虚部Ｉｍ（μｒ）は０．２２ＴＨｚまではほぼ０であり、０．２２ＴＨｚにおいて正方向に急上昇するが、約０．２６ＴＨｚにおいて急激に負に反転して負の最大ピーク（約−６０）となるが、その後は急激に変化して約０．３ＴＨｚにおいてほぼ０となる。 FIG. 10 shows frequency characteristics of relative relative permeability μr in the frequency band of 0.1 THz to 0.4 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 500 μm. Referring to FIG. 10, the real part Re (μr) of the relative relative permeability μ is about +1 at 0.1 THz and becomes 0 at about 0.22 THz, but then rises slightly and becomes negative at about 0.3 THz. Inverts to a negative peak (about -15). And it goes to 0 rapidly with the rise in frequency, and becomes 0 at about 0.35 THz. The real part Re (μr) exhibits about −12.3 at 0.3 THz. Further, the imaginary part Im (μr) of the relative relative permeability μ is almost 0 up to 0.22 THz, and rapidly rises in the positive direction at 0.22 THz, but suddenly reverses negative at about 0.26 THz and becomes negative. Although it becomes the maximum peak (about −60), it changes rapidly thereafter and becomes almost zero at about 0.3 THz.
図１１は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約５００μｍとした際の、０．１ＴＨｚ〜０．４ＴＨｚの周波数帯域における透過電力Ｔｐの周波数特性である。図１１を参照すると、透過電力Ｔｐは０．１ＴＨｚにおいて約３０％とされ、周波数の上昇に伴い低下していき約０．２５ＴＨｚにおいて最小の約２％まで低下する。その後、周波数が上昇すると増加していき約０．２７５ＴＨｚから急激に増大して約０．３ＴＨｚにおいて最大のピーク（約９８％）となる。その後周波数の上昇に伴い急激に低下していき約０．３３ＴＨｚにおいて約１８％まで低下するが、その後は緩やかに上昇する。透過電力Ｔｐは、０．３ＴＨｚにおいて約９７．４％を呈するようになる。
このように、相対比誘電率εｒと相対比透磁率μｒは約０．３ＴＨｚ近辺において共に負を呈することから、本発明にかかるシート型メタマテリアル１はテラヘルツ波帯において負の屈折率ｎを呈すると共に、透過電力特性が良好になることが分かる。
FIG. 11 shows the frequency characteristics of the transmitted power Tp in the frequency band of 0.1 THz to 0.4 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 500 μm. Referring to FIG. 11, the transmitted power Tp is about 30% at 0.1 THz, decreases as the frequency increases, and decreases to about 2% at the minimum at about 0.25 THz. Thereafter, the frequency increases as the frequency rises, rapidly increasing from about 0.275 THz, and reaches a maximum peak (about 98%) at about 0.3 THz. After that, it rapidly decreases as the frequency increases and decreases to about 18% at about 0.33 THz, but then gradually increases. The transmitted power Tp becomes approximately 97.4% at 0.3 THz.
Thus, since the relative relative permittivity εr and the relative relative permeability μr are both negative in the vicinity of about 0.3 THz, the sheet-
また、図１２は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約５００μｍとした際の、０．１ＴＨｚ〜０．４ＴＨｚの周波数帯域における反射電力Ｒｐの周波数特性である。図１２を参照すると、反射電力Ｒｐは０．１ＴＨｚにおいて約７０％とされ、周波数の上昇に伴い増加していき約０．２５ＴＨｚにおいて最大の約９８％まで上昇する。その後、周波数が上昇すると低下していき約０．２７５ＴＨｚから急激に減少して約０．３ＴＨｚにおいて最小のピーク（約１．５４％）となる。その後周波数の上昇に伴い急激に上昇していき約０．３３ＴＨｚにおいて約８２％まで増加するが、その後は緩やかに下降する。反射電力Ｒｐは、０．３ＴＨｚにおいて約１．５４％を呈するようになる。このように、反射電力Ｒｐは透過電力Ｔｐのほぼ逆特性となる。 FIG. 12 shows frequency characteristics of the reflected power Rp in the frequency band of 0.1 THz to 0.4 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 500 μm. Referring to FIG. 12, the reflected power Rp is about 70% at 0.1 THz, increases as the frequency increases, and increases to about 98% at the maximum at about 0.25 THz. Thereafter, the frequency decreases as the frequency increases, and rapidly decreases from about 0.275 THz to a minimum peak (about 1.54%) at about 0.3 THz. After that, it rapidly increases as the frequency increases, and increases to about 82% at about 0.33 THz, but then gradually decreases. The reflected power Rp becomes about 1.54% at 0.3 THz. As described above, the reflected power Rp is almost opposite to the transmitted power Tp.
図１３は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔（Gap）ｇを３０μｍ〜１３０μｍとし、周波数ｆを０．４ＴＨｚとした際の単位ストリップ１１ａ，１２ａの長さｌ（Length of cut wire ）が３１０μｍ〜４１０μｍの範囲における屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）の等高線図である。図１３を参照すると、上記の全範囲において負の屈折率ｎが得られており、ｇが約１００μｍでｌが約３６０μｍの×マークにおける屈折率の実部Ｒｅ（ｎ）として約−５．４３が得られていることがわかる。
図１４は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔ｇと長さｌを図１３と同範囲とし、周波数ｆを０．４ＴＨｚとした際の透過電力Ｔｐの等高線図である。図１４を参照すると、傾きが約３５°の中央部の範囲において良好な透過電力特性が得られており、ｇが約１００μｍでｌが約３６０μｍの×マークにおける透過電力Ｔｐとして約９９．３％の良好な値が得られていることがわかる。
FIG. 13 shows the length l (length of cut wire) of the unit strips 11a and 12a when the gap (Gap) g between the unit strips 11a and 12a is 30 μm to 130 μm and the frequency f is 0.4 THz. ) Is a contour map of the real part Re (n) of the refractive index n in the range of 310 μm to 410 μm. Referring to FIG. 13, a negative refractive index n is obtained in the entire range described above, and about −5.43 as the real part Re (n) of the refractive index in the x mark where g is about 100 μm and l is about 360 μm. It can be seen that is obtained.
FIG. 14 is a contour diagram of the transmitted power Tp when the interval g and the length l of the unit strips 11a and 12a are in the same range as in FIG. 13 and the frequency f is 0.4 THz in the unit cell A. Referring to FIG. 14, good transmission power characteristics are obtained in the range of the central portion having an inclination of about 35 °, and the transmission power Tp in the x mark having g of about 100 μm and l of about 360 μm is about 99.3%. It turns out that the favorable value of is obtained.
図１５は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１００μｍでｌが約３６０μｍとした際の、０．２ＴＨｚ〜０．５ＴＨｚの周波数帯域における屈折率ｎの周波数特性である。図１５を参照すると、屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）は０．２ＴＨｚにおいて約＋４．８とされ周波数の上昇に伴い増加して約０．３ＴＨｚの時に最大（約＋１０）となるが、約０．３５ＴＨｚで反転して約−８の負となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって変化していき約０．４７ＴＨｚにおいてほぼ０となる。実部Ｒｅ（ｎ）は、０．４ＴＨｚにおいて約−５．８１を呈するようになる。また、屈折率ｎの虚部Ｉｍ（ｎ）は０．３ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い増加して約０．３５ＴＨｚにおいて最大（約＋４）となるが、その後は下降して約０．４ＴＨｚにおいてほぼ０となる。このように、単位セルＡは０．３５ＴＨｚ〜約０．４７ＴＨｚにおいて負の屈折率ｎとなることがわかる。 FIG. 15 shows frequency characteristics of the refractive index n in the frequency band of 0.2 THz to 0.5 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 100 μm and l is about 360 μm. Referring to FIG. 15, the real part Re (n) of the refractive index n is about +4.8 at 0.2 THz and increases as the frequency increases, and reaches a maximum (about +10) at about 0.3 THz. It reverses at about 0.35 THz and becomes negative of about -8. Then, it changes toward 0 as the frequency increases, and becomes almost 0 at about 0.47 THz. The real part Re (n) becomes approximately −5.81 at 0.4 THz. Further, the imaginary part Im (n) of the refractive index n is almost 0 up to 0.3 THz and increases as the frequency increases and reaches the maximum (about +4) at about 0.35 THz, but then decreases. At about 0.4 THz. Thus, it can be seen that the unit cell A has a negative refractive index n at 0.35 THz to about 0.47 THz.
図１６は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１００μｍでｌが約３６０μｍとした際の、０．２ＴＨｚ〜０．５ＴＨｚの周波数帯域における相対インピーダンス（Relative Impedance）Ｚｒの周波数特性である。図１６を参照すると、相対インピーダンスＺｒの実部Ｒｅ（Ｚｒ）は０．２ＴＨｚにおいて約＋０．１とされ周波数の上昇に伴い緩やかに下降して約０．３ＴＨｚの時にほぼ０となり、約０．４ＴＨｚで急激に上昇して約＋４．５となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって急峻に変化していき約０．４７ＴＨｚにおいてほぼ０となる。実部Ｒｅ（Ｚｒ）は、０．４ＴＨｚにおいて約＋１．２２を呈するようになる。また、相対インピーダンスＺｒの虚部Ｉｍ（Ｚｒ）は０．３ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い負の方向に増加して約０．４ＴＨｚにおいて急激に負方向に増大して最大（約−２．５）となるが、その後は急激に変化してほぼ０となる。このように、単位セルＡはｇを約１００μｍ、ｌを約３６０μｍとすると、約０．４ＴＨｚにおいて共振特性を示すことがわかる。 FIG. 16 shows the frequency characteristics of the relative impedance Zr in the frequency band of 0.2 THz to 0.5 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 100 μm and l is about 360 μm. Referring to FIG. 16, the real part Re (Zr) of the relative impedance Zr is approximately +0.1 at 0.2 THz, and gradually decreases as the frequency increases and becomes approximately 0 at approximately 0.3 THz. It rises rapidly at 4 THz to about +4.5. Then, it changes sharply toward 0 as the frequency increases and becomes almost 0 at about 0.47 THz. The real part Re (Zr) exhibits about +1.22 at 0.4 THz. In addition, the imaginary part Im (Zr) of the relative impedance Zr is almost 0 up to 0.3 THz, increases in the negative direction as the frequency increases, and rapidly increases in the negative direction at about 0.4 THz. (About −2.5), but after that, it changes rapidly and becomes almost zero. Thus, it can be seen that the unit cell A exhibits resonance characteristics at about 0.4 THz, where g is about 100 μm and l is about 360 μm.
図１７は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１００μｍでｌが約３６０μｍとした際の、０．２ＴＨｚ〜０．５ＴＨｚの周波数帯域における相対比誘電率（Relative Permittivity）εｒの周波数特性である。図１７を参照すると、相対比誘電率εｒの実部Ｒｅ（εｒ）は０．２ＴＨｚにおいて約＋２２とされ周波数の上昇に伴い急速に上昇していくが、約０．３ＴＨｚの時に負に反転して負の最大ピーク（約−２８）となり、その後は０に向かって変化して約０．３９ＴＨｚでほぼ０となる。そして、周波数の上昇に伴い負方向に変化して小さなピークを示し、その後は０に向かって緩やかに変化していく。実部Ｒｅ（εｒ）は、０．４ＴＨｚにおいて約−４．７７を呈するようになる。また、相対比誘電率εｒの虚部Ｉｍ（εｒ）は０．３ＴＨｚまではほぼ０であり、０．３ＴＨｚにおいて正方向に急上昇して+４０を超えるが、約０．３６ＴＨｚにおいて急激に負に反転して負の最大ピーク（約−２５）となる。その後は急激に変化して約０．４ＴＨｚにおいてほぼ０となり、以降はほぼ０が維持される。 FIG. 17 shows frequency characteristics of relative relative permittivity εr in the frequency band of 0.2 THz to 0.5 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 100 μm and l is about 360 μm. Referring to FIG. 17, the real part Re (εr) of the relative relative permittivity εr is about +22 at 0.2 THz, and increases rapidly as the frequency increases, but it is negatively inverted at about 0.3 THz. The maximum negative peak (about -28) is reached, and thereafter, the peak changes toward 0 and becomes almost 0 at about 0.39 THz. As the frequency increases, it changes in the negative direction to show a small peak, and then gradually changes toward zero. The real part Re (εr) comes to exhibit about −4.77 at 0.4 THz. Further, the imaginary part Im (εr) of the relative dielectric constant εr is almost 0 up to 0.3 THz, rapidly increases in the positive direction at 0.3 THz and exceeds +40, but suddenly becomes negative at about 0.36 THz. Inverts to the maximum negative peak (about -25). After that, it changes abruptly and becomes substantially zero at about 0.4 THz, and thereafter it is maintained at almost zero.
図１８は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１００μｍでｌが約３６０μｍとした際の、０．２ＴＨｚ〜０．５ＴＨｚの周波数帯域における相対比透磁率（Relative permeability）μｒの周波数特性である。図１８を参照すると、相対比透磁率μの実部Ｒｅ（μｒ）は０．２ＴＨｚにおいて約＋１とされて約０．３ＴＨｚの時にほぼ０になるが、その後やや上昇し約０．４ＴＨｚにおいて負に反転して負のピーク（約−２０）となる。そして、周波数の上昇に伴い急激に０に向かい、約０．４５ＴＨｚでほぼ０になる。実部Ｒｅ（μｒ）は、０．４ＴＨｚにおいて約−７．０７を呈するようになる。また、相対比透磁率μの虚部Ｉｍ（μｒ）は０．３ＴＨｚまではほぼ０であり、０．３ＴＨｚを超えると緩やかに負方向に変化するが、約０．３６ＴＨｚにおいて正方向に反転し、約０．４ＴＨｚにおいて急上昇して約+１９となるが、約０．４ＴＨｚを超えると急激に負に反転してほぼ０となり、その後はほぼ０が維持される。 FIG. 18 shows frequency characteristics of relative relative permeability (relative permeability) μr in the frequency band of 0.2 THz to 0.5 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 100 μm and l is about 360 μm. Referring to FIG. 18, the real part Re (μr) of the relative relative permeability μ is about +1 at 0.2 THz and becomes almost 0 at about 0.3 THz, but then rises slightly and becomes negative at about 0.4 THz. To a negative peak (about -20). Then, the frequency suddenly goes to 0 as the frequency increases, and becomes almost 0 at about 0.45 THz. The real part Re (μr) exhibits about −7.07 at 0.4 THz. Also, the imaginary part Im (μr) of the relative relative permeability μ is almost 0 up to 0.3 THz, and gradually changes in the negative direction when exceeding 0.3 THz, but reverses in the positive direction at about 0.36 THz. However, it suddenly rises to about +19 at about 0.4 THz, but when it exceeds about 0.4 THz, it suddenly reverses negative and becomes almost zero, and thereafter it remains almost zero.
図１９は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１００μｍでｌが約３６０μｍとした際の、０．２ＴＨｚ〜０．５ＴＨｚの周波数帯域における透過電力Ｔｐの周波数特性である。図１９を参照すると、透過電力Ｔｐは０．２ＴＨｚにおいて約２２％とされ、周波数の上昇に伴い低下していき約０．３６ＴＨｚにおいて最小の約２％まで低下する。その後、周波数が上昇すると急激に増加していき約０．４ＴＨｚにおいて最大のピーク（約９７．８％）となる。その後周波数の上昇に伴い急激に低下していき約０．４５ＴＨｚにおいて約４０％まで低下するが、その後は緩やかに上昇する。透過電力Ｔｐは、０．４ＴＨｚにおいて約９７．８％を呈するようになる。
このように、相対比誘電率εｒと相対比透磁率μｒは約０．４ＴＨｚ近辺において共に負を呈することから、本発明にかかるシート型メタマテリアル１はテラヘルツ波帯において負の屈折率ｎを呈すると共に、透過電力特性が良好になることが分かる。
FIG. 19 shows frequency characteristics of the transmitted power Tp in the frequency band of 0.2 THz to 0.5 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 100 μm and l is about 360 μm. Referring to FIG. 19, the transmitted power Tp is about 22% at 0.2 THz, decreases with increasing frequency, and decreases to about 2% at the minimum at about 0.36 THz. Thereafter, as the frequency rises, it increases rapidly and reaches a maximum peak (about 97.8%) at about 0.4 THz. After that, it rapidly decreases as the frequency increases and decreases to about 40% at about 0.45 THz, but then gradually increases. The transmitted power Tp becomes approximately 97.8% at 0.4 THz.
As described above, since the relative relative permittivity εr and the relative relative permeability μr are both negative in the vicinity of about 0.4 THz, the sheet-
また、図２０は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１００μｍでｌが約３６０μｍとした際の、０．２ＴＨｚ〜０．５ＴＨｚの周波数帯域における反射電力Ｒｐの周波数特性である。図２０を参照すると、反射電力Ｒｐは０．２ＴＨｚにおいて約７８％とされ、周波数の上昇に伴い増加していき約０．３６ＴＨｚにおいて最大の約９８％まで上昇する。その後、周波数が上昇すると急激に減少して約０．４ＴＨｚにおいて最小のピーク（約１．４４％）となる。その後周波数の上昇に伴い急激に上昇していき約０．４５ＴＨｚにおいて約６０％まで増加するが、その後は緩やかに下降する。反射電力Ｒｐは、０．４ＴＨｚにおいて約１．４４％を呈するようになる。このように、反射電力Ｒｐは透過電力Ｔｐのほぼ逆特性となる。 FIG. 20 shows frequency characteristics of the reflected power Rp in the frequency band of 0.2 THz to 0.5 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 100 μm and l is about 360 μm. Referring to FIG. 20, the reflected power Rp is about 78% at 0.2 THz, increases as the frequency increases, and increases to about 98% at the maximum at about 0.36 THz. Thereafter, when the frequency increases, it rapidly decreases and reaches a minimum peak (about 1.44%) at about 0.4 THz. Thereafter, the frequency rapidly increases with an increase in frequency, and increases to about 60% at about 0.45 THz, but then gradually decreases. The reflected power Rp exhibits about 1.44% at 0.4 THz. As described above, the reflected power Rp is almost opposite to the transmitted power Tp.
図２１は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔（Gap）ｇを５０μｍ〜１５０μｍとし、周波数ｆを０．５ＴＨｚとした際の単位ストリップ１１ａ，１２ａの長さｌ（Length of cut wire ）が２５０μｍ〜３５０μｍの範囲における屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）の等高線図である。図２１を参照すると、上記のほぼ全範囲において負の屈折率ｎが得られており、ｇが約７０μｍでｌが約２６０μｍの×マークにおける屈折率の実部Ｒｅ（ｎ）として約−４．１３が得られていることがわかる。
図２２は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔ｇと長さｌを図２１と同範囲とし、周波数ｆを０．５ＴＨｚとした際の透過電力Ｔｐの等高線図である。図２１を参照すると、傾きが約２５°の中央部の範囲において良好な透過電力特性が得られており、ｇが約７０μｍでｌが約２６０μｍの×マークにおける透過電力Ｔｐとして約９８．８％の良好な値が得られていることがわかる。
FIG. 21 shows the length l of the unit strips 11a and 12a in the unit cell A when the gap (Gap) g between the unit strips 11a and 12a is 50 μm to 150 μm and the frequency f is 0.5 THz. ) Is a contour map of the real part Re (n) of the refractive index n in the range of 250 μm to 350 μm. Referring to FIG. 21, a negative refractive index n is obtained in almost the entire range described above, and the actual part Re (n) of the refractive index in the x mark where g is about 70 μm and l is about 260 μm is about −4. It can be seen that 13 is obtained.
FIG. 22 is a contour diagram of the transmitted power Tp when the interval g and the length l of the unit strips 11a and 12a are in the same range as in FIG. 21 and the frequency f is 0.5 THz in the unit cell A. Referring to FIG. 21, good transmission power characteristics are obtained in the range of the central portion with an inclination of about 25 °, and the transmission power Tp in the x mark with g of about 70 μm and l of about 260 μm is about 98.8%. It turns out that the favorable value of is obtained.
図２３は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約７０μｍでｌが約２６０μｍとした際の、０．３ＴＨｚ〜０．６ＴＨｚの周波数帯域における屈折率ｎの周波数特性である。図２３を参照すると、屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）は０．３ＴＨｚにおいて約＋３．５とされ周波数の上昇に伴い増加して約０．４ＴＨｚの時に最大（約＋７．５）となるが、約０．４４ＴＨｚで反転して約−７の負となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって変化していき約０．５８ＴＨｚにおいてほぼ０となる。実部Ｒｅ（ｎ）は、０．５ＴＨｚにおいて約−４．２０を呈するようになる。また、屈折率ｎの虚部Ｉｍ（ｎ）は０．４ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い増加して約０．４５ＴＨｚにおいて最大（約＋２．５）となるが、その後は下降して約０．４９ＴＨｚにおいてほぼ０となる。このように、単位セルＡは０．４４ＴＨｚ〜約０．５８ＴＨｚにおいて負の屈折率ｎとなることがわかる。 FIG. 23 shows frequency characteristics of the refractive index n in the frequency band of 0.3 THz to 0.6 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 70 μm and l is about 260 μm. Referring to FIG. 23, the real part Re (n) of the refractive index n is about +3.5 at 0.3 THz, and increases as the frequency increases and reaches the maximum (about +7.5) at about 0.4 THz. Is inverted at about 0.44 THz and becomes negative of about −7. Then, it changes toward 0 as the frequency increases and becomes almost 0 at about 0.58 THz. The real part Re (n) becomes approximately −4.20 at 0.5 THz. Further, the imaginary part Im (n) of the refractive index n is almost 0 up to 0.4 THz and increases as the frequency increases and reaches a maximum (about +2.5) at about 0.45 THz. It descends and becomes almost zero at about 0.49 THz. Thus, it can be seen that the unit cell A has a negative refractive index n between 0.44 THz and about 0.58 THz.
図２４は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約７０μｍでｌが約２６０μｍとした際の、０．３ＴＨｚ〜０．６ＴＨｚの周波数帯域における相対インピーダンス（Relative Impedance）Ｚｒの周波数特性である。図２４を参照すると、相対インピーダンスＺｒの実部Ｒｅ（Ｚｒ）は０．３ＴＨｚにおいて約＋０．２とされ周波数の上昇に伴い緩やかに下降して約０．４ＴＨｚの時にほぼ０となり、約０．４９ＴＨｚで急激に上昇して約＋６．５となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって急峻に変化していき約０．５８ＴＨｚにおいてほぼ０となる。実部Ｒｅ（Ｚｒ）は、０．５ＴＨｚにおいて約＋０．９３９を呈するようになる。また、相対インピーダンスＺｒの虚部Ｉｍ（Ｚｒ）は０．４ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い負の方向に増加して約０．４９ＴＨｚにおいて急激に負方向に増大して最大（約−３）となるが、その後は急激に変化してほぼ０となる。このように、単位セルＡはｇを約７０μｍ、ｌを約２６０μｍとすると、約０．４９ＴＨｚにおいて共振特性を示すことがわかる。 FIG. 24 shows frequency characteristics of relative impedance Zr in the frequency band of 0.3 THz to 0.6 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 70 μm and l is about 260 μm. Referring to FIG. 24, the real part Re (Zr) of the relative impedance Zr is set to about +0.2 at 0.3 THz, and gradually decreases as the frequency increases and becomes almost 0 at about 0.4 THz. It rises rapidly at 49 THz to about +6.5. Then, it changes sharply toward 0 as the frequency increases and becomes almost 0 at about 0.58 THz. The real part Re (Zr) becomes approximately +0.939 at 0.5 THz. In addition, the imaginary part Im (Zr) of the relative impedance Zr is almost 0 up to 0.4 THz, increases in the negative direction as the frequency increases, and rapidly increases in the negative direction at about 0.49 THz. (About -3), but after that, it changes rapidly and becomes almost zero. Thus, it can be seen that the unit cell A exhibits resonance characteristics at about 0.49 THz when g is about 70 μm and l is about 260 μm.
図２５は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約７０μｍでｌが約２６０μｍとした際の、０．３ＴＨｚ〜０．６ＴＨｚの周波数帯域における相対比誘電率（Relative Permittivity）εｒの周波数特性である。図２５を参照すると、相対比誘電率εｒの実部Ｒｅ（εｒ）は０．３ＴＨｚにおいて約＋１５とされ周波数の上昇に伴い急速に上昇していくが、約０．４ＴＨｚの時に負に反転して負の最大ピーク（約−１２）となり、その後は０に向かって変化して約０．４９ＴＨｚでほぼ０となる。そして、周波数の上昇に伴い負方向に変化して小さなピークを示し、その後は０に向かって緩やかに変化していく。実部Ｒｅ（εｒ）は、０．５ＴＨｚにおいて約−４．４８を呈するようになる。また、相対比誘電率εｒの虚部Ｉｍ（εｒ）は０．４ＴＨｚまではほぼ０であり、０．４ＴＨｚにおいて正方向に急上昇して+４０を超えるが、約０．４８ＴＨｚにおいて急激に負に反転して負の最大ピーク（約−２２）となる。その後は急激に変化して約０．４９ＴＨｚにおいてほぼ０となり、以降はほぼ０が維持される。 FIG. 25 shows frequency characteristics of relative relative permittivity εr in a frequency band of 0.3 THz to 0.6 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 70 μm and l is about 260 μm. Referring to FIG. 25, the real part Re (εr) of the relative relative permittivity εr is about +15 at 0.3 THz, and rapidly increases as the frequency increases, but it is negatively inverted at about 0.4 THz. The maximum negative peak (about −12) is reached, and thereafter, it changes toward 0 and becomes almost 0 at about 0.49 THz. As the frequency increases, it changes in the negative direction to show a small peak, and then gradually changes toward zero. The real part Re (εr) becomes approximately −4.48 at 0.5 THz. Further, the imaginary part Im (εr) of the relative dielectric constant εr is almost 0 up to 0.4 THz, rapidly increases in the positive direction at 0.4 THz and exceeds +40, but suddenly becomes negative at about 0.48 THz. Inverts to the maximum negative peak (about −22). After that, it changes abruptly and becomes almost zero at about 0.49 THz, and after that, almost zero is maintained.
図２６は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約７０μｍでｌが約２６０μｍとした際の、０．３ＴＨｚ〜０．６ＴＨｚの周波数帯域における相対比透磁率（Relative permeability）μｒの周波数特性である。図２６を参照すると、相対比透磁率μの実部Ｒｅ（μｒ）は０．３ＴＨｚにおいて約＋１とされて約０．４ＴＨｚの時にほぼ０になるが、その後やや上昇し約０．４９ＴＨｚにおいて負に反転して負のピーク（約−２０）となる。そして、周波数の上昇に伴い急激に０に向かい、約０．５８ＴＨｚでほぼ０になる。実部Ｒｅ（μｒ）は、０．５ＴＨｚにおいて約−３．９５を呈するようになる。また、相対比透磁率μの虚部Ｉｍ（μｒ）は０．４ＴＨｚまではほぼ０であり、０．４ＴＨｚを超えると緩やかに負方向に変化するが、約０．４４ＴＨｚにおいて正方向に反転し、約０．４９ＴＨｚにおいて急上昇して約+１８となるが、約０．４９ＴＨｚを超えると急激に負に反転してほぼ０となり、その後はほぼ０が維持される。 FIG. 26 shows frequency characteristics of relative relative permeability μr in the frequency band of 0.3 THz to 0.6 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 70 μm and l is about 260 μm. Referring to FIG. 26, the real part Re (μr) of the relative relative permeability μ is about +1 at 0.3 THz and becomes almost 0 at about 0.4 THz, but then rises slightly and becomes negative at about 0.49 THz. To a negative peak (about -20). Then, the frequency suddenly goes to 0 as the frequency increases, and becomes almost 0 at about 0.58 THz. The real part Re (μr) exhibits about −3.95 at 0.5 THz. In addition, the imaginary part Im (μr) of the relative relative permeability μ is almost 0 up to 0.4 THz, and when it exceeds 0.4 THz, it slowly changes in the negative direction, but at about 0.44 THz it reverses in the positive direction. However, when it exceeds about 0.49 THz, it reverses negatively and becomes almost 0, and thereafter it is maintained at about 0.
図２７は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約７０μｍでｌが約２６０μｍとした際の、０．３ＴＨｚ〜０．６ＴＨｚの周波数帯域における透過電力Ｔｐの周波数特性である。図２７を参照すると、透過電力Ｔｐは０．３ＴＨｚにおいて約２３％とされ、周波数の上昇に伴い低下していき約０．４３ＴＨｚにおいて最小の約１１％まで低下する。その後、周波数が上昇すると急激に増加していき約０．５ＴＨｚにおいて最大のピーク（約９９．２％）となる。その後周波数の上昇に伴い急激に低下していき約０．５５ＴＨｚにおいて約５２％まで低下するが、その後は緩やかに上昇する。透過電力Ｔｐは、０．５ＴＨｚにおいて約９９．２％を呈するようになる。
このように、相対比誘電率εｒと相対比透磁率μｒは約０．４９ＴＨｚ近辺において共に負を呈することから、本発明にかかるシート型メタマテリアル１はテラヘルツ波帯において負の屈折率ｎを呈すると共に、透過電力特性が良好になることが分かる。
FIG. 27 shows frequency characteristics of the transmitted power Tp in the frequency band of 0.3 THz to 0.6 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 70 μm and l is about 260 μm. Referring to FIG. 27, the transmitted power Tp is about 23% at 0.3 THz, decreases as the frequency increases, and decreases to about 11% at the minimum at about 0.43 THz. Thereafter, as the frequency rises, it increases rapidly and reaches a maximum peak (about 99.2%) at about 0.5 THz. After that, it rapidly decreases with increasing frequency and decreases to about 52% at about 0.55 THz, but then increases gradually. The transmitted power Tp exhibits about 99.2% at 0.5 THz.
As described above, since the relative relative permittivity εr and the relative relative permeability μr are both negative in the vicinity of about 0.49 THz, the sheet-
また、図２８は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約７０μｍでｌが約２６０μｍとした際の、０．３ＴＨｚ〜０．６ＴＨｚの周波数帯域における反射電力Ｒｐの周波数特性である。図２８を参照すると、反射電力Ｒｐは０．３ＴＨｚにおいて約７７％とされ、周波数の上昇に伴い増加していき約０．４３ＴＨｚにおいて最大の約８９％まで上昇する。その後、周波数が上昇すると急激に減少して約０．５ＴＨｚにおいて最小のピーク（約０．２５１％）となる。その後周波数の上昇に伴い急激に上昇していき約０．５５ＴＨｚにおいて約４８％まで増加するが、その後は緩やかに下降する。反射電力Ｒｐは、０．５ＴＨｚにおいて約０．２５１％を呈するようになる。このように、反射電力Ｒｐは透過電力Ｔｐのほぼ逆特性となる。 FIG. 28 shows frequency characteristics of the reflected power Rp in the frequency band of 0.3 THz to 0.6 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 70 μm and l is about 260 μm. Referring to FIG. 28, the reflected power Rp is about 77% at 0.3 THz, and increases as the frequency increases and increases to about 89% at the maximum at about 0.43 THz. Thereafter, when the frequency is increased, it rapidly decreases and reaches a minimum peak (about 0.251%) at about 0.5 THz. After that, it rapidly rises as the frequency rises and increases to about 48% at about 0.55 THz. The reflected power Rp exhibits about 0.251% at 0.5 THz. As described above, the reflected power Rp is almost opposite to the transmitted power Tp.
図２９は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔（Gap）ｇを１０μｍ〜１１０μｍとし、周波数ｆを０．６ＴＨｚとした際の単位ストリップ１１ａ，１２ａの長さｌ（Length of cut wire ）が１７０μｍ〜２７０μｍの範囲における屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）の等高線図である。図２９を参照すると、長さｌが約２５０μｍ以下のほぼ全範囲において負の屈折率ｎが得られており、ｇが約８０μｍでｌが約２１０μｍの×マークにおける屈折率の実部Ｒｅ（ｎ）として約−２．８８が得られていることがわかる。
図３０は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔ｇと長さｌを図２９と同範囲とし、周波数ｆを０．６ＴＨｚとした際の透過電力Ｔｐの等高線図である。図３０を参照すると、傾きが約３０°の中央部の範囲において良好な透過電力特性が得られており、ｇが約８０μｍでｌが約２１０μｍの×マークにおける透過電力Ｔｐとして約９９．６％の良好な値が得られていることがわかる。
In FIG. 29, in the unit cell A, the length l (Length of cut wire) of the unit strips 11a and 12a when the gap (Gap) g between the unit strips 11a and 12a is 10 μm to 110 μm and the frequency f is 0.6 THz. ) Is a contour map of the real part Re (n) of the refractive index n in the range of 170 μm to 270 μm. Referring to FIG. 29, a negative refractive index n is obtained in almost the entire range having a length l of about 250 μm or less, and the real part Re (n of the refractive index in the x mark where g is about 80 μm and l is about 210 μm. ), About -2.88 is obtained.
FIG. 30 is a contour diagram of the transmitted power Tp in the unit cell A when the interval g and the length l of the unit strips 11a and 12a are in the same range as in FIG. 29 and the frequency f is 0.6 THz. Referring to FIG. 30, good transmission power characteristics are obtained in the range of the central portion having an inclination of about 30 °, and the transmission power Tp of the x mark having g of about 80 μm and l of about 210 μm is about 99.6%. It turns out that the favorable value of is obtained.
図３１は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約２１０μｍとした際の、０．４ＴＨｚ〜０．７ＴＨｚの周波数帯域における屈折率ｎの周波数特性である。図３１を参照すると、屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）は０．４ＴＨｚにおいて約＋３．５とされ周波数の上昇に伴い増加して約０．４８ＴＨｚの時に最大（約＋６）となるが、約０．５４ＴＨｚで反転して約−５の負となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって変化していき約０．６８ＴＨｚにおいてほぼ０となる。実部Ｒｅ（ｎ）は、０．６ＴＨｚにおいて約−２．９３を呈するようになる。また、屈折率ｎの虚部Ｉｍ（ｎ）は０．４８ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い増加して約０．５４ＴＨｚにおいて最大（約＋２．５）となるが、その後は下降して約０．５９ＴＨｚにおいてほぼ０となる。このように、単位セルＡは０．５４ＴＨｚ〜約０．６８ＴＨｚにおいて負の屈折率ｎとなることがわかる。 FIG. 31 shows frequency characteristics of the refractive index n in the frequency band of 0.4 THz to 0.7 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 210 μm. Referring to FIG. 31, the real part Re (n) of the refractive index n is about +3.5 at 0.4 THz and increases as the frequency increases and reaches a maximum (about +6) at about 0.48 THz. It reverses at about 0.54 THz and becomes negative of about −5. Then, it changes toward 0 as the frequency increases and becomes almost 0 at about 0.68 THz. The real part Re (n) becomes approximately -2.93 at 0.6 THz. Further, the imaginary part Im (n) of the refractive index n is almost 0 up to 0.48 THz, and increases as the frequency increases and reaches the maximum (about +2.5) at about 0.54 THz. It descends and becomes almost zero at about 0.59 THz. Thus, it can be seen that the unit cell A has a negative refractive index n in the range of 0.54 THz to about 0.68 THz.
図３２は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約２１０μｍとした際の、０．４ＴＨｚ〜０．７ＴＨｚの周波数帯域における相対インピーダンス（Relative Impedance）Ｚｒの周波数特性である。図３２を参照すると、相対インピーダンスＺｒの実部Ｒｅ（Ｚｒ）は０．４ＴＨｚにおいて約＋０．２とされ周波数の上昇に伴い緩やかに下降して約０．４８ＴＨｚの時にほぼ０となり、約０．５９ＴＨｚで急激に上昇して約＋４．２となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって急峻に変化していき約０．６８ＴＨｚにおいてほぼ０となる。実部Ｒｅ（Ｚｒ）は、０．６ＴＨｚにおいて約＋１．０４を呈するようになる。また、相対インピーダンスＺｒの虚部Ｉｍ（Ｚｒ）は０．４８ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い負の方向に増加して約０．５９ＴＨｚにおいて急激に負方向に増大して最大（約−５）となるが、その後は急激に変化してほぼ０となる。このように、単位セルＡはｇを約８０μｍ、ｌを約２１０μｍとすると、約０．５９ＴＨｚにおいて共振特性を示すことがわかる。 FIG. 32 shows frequency characteristics of relative impedance Zr in a frequency band of 0.4 THz to 0.7 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 210 μm. Referring to FIG. 32, the real part Re (Zr) of the relative impedance Zr is about +0.2 at 0.4 THz, and gradually decreases as the frequency increases and becomes almost 0 at about 0.48 THz. It rises rapidly at 59 THz and reaches about +4.2. Then, it changes sharply toward 0 as the frequency increases and becomes almost 0 at about 0.68 THz. The real part Re (Zr) exhibits about +1.04 at 0.6 THz. Further, the imaginary part Im (Zr) of the relative impedance Zr is almost 0 up to 0.48 THz, increases in the negative direction as the frequency increases, and rapidly increases in the negative direction at about 0.59 THz. (About -5), but after that, it changes rapidly and becomes almost zero. Thus, it can be seen that the unit cell A exhibits resonance characteristics at about 0.59 THz when g is about 80 μm and l is about 210 μm.
図３３は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約２１０μｍとした際の、０．４ＴＨｚ〜０．７ＴＨｚの周波数帯域における相対比誘電率（Relative Permittivity）εｒの周波数特性である。図３３を参照すると、相対比誘電率εｒの実部Ｒｅ（εｒ）は０．４ＴＨｚにおいて約＋１２とされ周波数の上昇に伴い急速に上昇していくが、約０．４８ＴＨｚの時に負に反転して負の最大ピーク（約−１０）となり、その後は０に向かって変化して約０．５９ＴＨｚでほぼ０となる。そして、周波数の上昇に伴い負方向に変化して小さなピークを示し、その後は０に向かって緩やかに変化していく。実部Ｒｅ（εｒ）は、０．６ＴＨｚにおいて約−２．８１を呈するようになる。また、相対比誘電率εｒの虚部Ｉｍ（εｒ）は０．４８ＴＨｚまではほぼ０であり、０．４８ＴＨｚにおいて正方向に急上昇して+４０を超えるが、約０．５４ＴＨｚにおいて急激に負に反転して負の最大ピーク（約−１２）となる。その後は急激に変化して約０．５９ＴＨｚにおいてほぼ０となり、以降はほぼ０が維持される。 FIG. 33 shows the frequency characteristics of the relative relative permittivity εr in the frequency band of 0.4 THz to 0.7 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 210 μm. Referring to FIG. 33, the real part Re (εr) of the relative relative permittivity εr is about +12 at 0.4 THz and rapidly increases as the frequency increases, but reverses negatively at about 0.48 THz. The maximum negative peak (about -10) is reached, and thereafter, it changes toward 0 and becomes almost 0 at about 0.59 THz. As the frequency increases, it changes in the negative direction to show a small peak, and then gradually changes toward zero. The real part Re (εr) becomes approximately −2.81 at 0.6 THz. Further, the imaginary part Im (εr) of the relative dielectric constant εr is almost 0 up to 0.48 THz, rapidly increases in the positive direction at 0.48 THz and exceeds +40, but suddenly becomes negative at about 0.54 THz. Inverts to the maximum negative peak (about -12). After that, it changes abruptly and becomes substantially zero at about 0.59 THz, and thereafter it is maintained at almost zero.
図３４は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約２１０μｍとした際の、０．４ＴＨｚ〜０．７ＴＨｚの周波数帯域における相対比透磁率（Relative permeability）μｒの周波数特性である。図３４を参照すると、相対比透磁率μの実部Ｒｅ（μｒ）は０．４ＴＨｚにおいて約＋１とされて約０．４８ＴＨｚの時にほぼ０になるが、その後やや上昇し約０．５９ＴＨｚにおいて負に反転して負のピーク（約−２０）となる。そして、周波数の上昇に伴い急激に０に向かい、約０．６８ＴＨｚでほぼ０になる。実部Ｒｅ（μｒ）は、０．６ＴＨｚにおいて約−３．０６を呈するようになる。また、相対比透磁率μの虚部Ｉｍ（μｒ）は０．４８ＴＨｚまではほぼ０であり、０．４８ＴＨｚを超えると緩やかに負方向に変化するが、約０．５３ＴＨｚにおいて正方向に反転し、約０．５９ＴＨｚにおいて急上昇して約+２０となるが、約０．５９ＴＨｚを超えると急激に負に反転してほぼ０となり、その後はほぼ０が維持される。 FIG. 34 shows frequency characteristics of relative relative permeability μr in a frequency band of 0.4 THz to 0.7 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 210 μm. Referring to FIG. 34, the real part Re (μr) of the relative relative permeability μ is about +1 at 0.4 THz and becomes almost 0 at about 0.48 THz, but then rises slightly and becomes negative at about 0.59 THz. To a negative peak (about -20). Then, the frequency suddenly goes to 0 as the frequency increases, and becomes almost 0 at about 0.68 THz. The real part Re (μr) exhibits about −3.06 at 0.6 THz. Further, the imaginary part Im (μr) of the relative relative permeability μ is almost 0 up to 0.48 THz, and gradually changes in the negative direction when exceeding 0.48 THz, but reverses in the positive direction at about 0.53 THz. However, when it exceeds about 0.59 THz, it suddenly reverses negative and becomes almost 0, and thereafter it is maintained at about 0.
図３５は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約２１０μｍとした際の、０．４ＴＨｚ〜０．７ＴＨｚの周波数帯域における透過電力Ｔｐの周波数特性である。図３５を参照すると、透過電力Ｔｐは０．４ＴＨｚにおいて約２９％とされ、周波数の上昇に伴い低下していき約０．５２ＴＨｚにおいて最小の約１３％まで低下する。その後、周波数が上昇すると急激に増加していき約０．６ＴＨｚにおいて最大のピーク（約９９．４％）となる。その後周波数の上昇に伴い急激に低下していき約０．６４ＴＨｚにおいて約８６％まで低下するが、その後は緩やかに上昇する。透過電力Ｔｐは、０．６ＴＨｚにおいて約９９．４％を呈するようになる。
このように、相対比誘電率εｒと相対比透磁率μｒは約０．５９ＴＨｚ近辺において共に負を呈することから、本発明にかかるシート型メタマテリアル１はテラヘルツ波帯において負の屈折率ｎを呈すると共に、透過電力特性が良好になることが分かる。
FIG. 35 shows frequency characteristics of the transmitted power Tp in the frequency band of 0.4 THz to 0.7 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 210 μm. Referring to FIG. 35, the transmitted power Tp is about 29% at 0.4 THz, and decreases as the frequency increases, and decreases to about 13% at the minimum at about 0.52 THz. Thereafter, as the frequency rises, it increases rapidly and reaches the maximum peak (about 99.4%) at about 0.6 THz. After that, it rapidly decreases as the frequency increases and decreases to about 86% at about 0.64 THz, but then gradually increases. The transmitted power Tp exhibits about 99.4% at 0.6 THz.
As described above, since the relative relative permittivity εr and the relative relative permeability μr are both negative in the vicinity of about 0.59 THz, the sheet-
また、図３６は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約８０μｍでｌが約２１０μｍとした際の、０．４ＴＨｚ〜０．７ＴＨｚの周波数帯域における反射電力Ｒｐの周波数特性である。図３６を参照すると、反射電力Ｒｐは０．４ＴＨｚにおいて約７１％とされ、周波数の上昇に伴い増加していき約０．５２ＴＨｚにおいて最大の約８７％まで上昇する。その後、周波数が上昇すると急激に減少して約０．６ＴＨｚにおいて最小のピーク（約０．１６１％）となる。その後周波数の上昇に伴い急激に上昇していき約０．６４ＴＨｚにおいて約１４％まで増加するが、その後は緩やかに下降する。反射電力Ｒｐは、０．６ＴＨｚにおいて約０．１６１％を呈するようになる。このように、反射電力Ｒｐは透過電力Ｔｐのほぼ逆特性となる。 FIG. 36 shows frequency characteristics of the reflected power Rp in the frequency band of 0.4 THz to 0.7 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 80 μm and l is about 210 μm. Referring to FIG. 36, the reflected power Rp is about 71% at 0.4 THz, increases as the frequency increases, and increases to about 87% at the maximum at about 0.52 THz. Thereafter, when the frequency is increased, it rapidly decreases and becomes the minimum peak (about 0.161%) at about 0.6 THz. After that, it rapidly rises as the frequency rises and increases to about 14% at about 0.64 THz, but then gradually falls. The reflected power Rp exhibits about 0.161% at 0.6 THz. As described above, the reflected power Rp is almost opposite to the transmitted power Tp.
図３７は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔（Gap）ｇを１０μｍ〜１１０μｍとし、周波数ｆを０．７ＴＨｚとした際の単位ストリップ１１ａ，１２ａの長さｌ（Length of cut wire ）が１２０μｍ〜２２０μｍの範囲における屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）の等高線図である。図３７を参照すると、長さｌが約２００μｍ以下のほぼ全範囲において負の屈折率ｎが得られており、ｇが約９０μｍでｌが約１８０μｍの×マークにおける屈折率の実部Ｒｅ（ｎ）として約−１．２１が得られていることがわかる。
図３８は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔ｇと長さｌを図３７と同範囲とし、周波数ｆを０．７ＴＨｚとした際の透過電力Ｔｐの等高線図である。図３８を参照すると、傾きが約４０°の中央部の範囲において良好な透過電力特性が得られており、ｇが約９０μｍでｌが約１８０μｍの×マークにおける透過電力Ｔｐとして約９９．７％の良好な値が得られていることがわかる。
In FIG. 37, in the unit cell A, the length l (Length of cut wire) of the unit strips 11a, 12a when the interval (Gap) g between the unit strips 11a, 12a is 10 μm to 110 μm and the frequency f is 0.7 THz. ) Is a contour map of the real part Re (n) of the refractive index n in the range of 120 μm to 220 μm. Referring to FIG. 37, a negative refractive index n is obtained in almost the entire range where the length l is about 200 μm or less, and the real part Re (n of the refractive index in the x mark where g is about 90 μm and l is about 180 μm. It is understood that about -1.21 is obtained as).
FIG. 38 is a contour map of the transmitted power Tp when the interval g and the length l of the unit strips 11a and 12a are in the same range as in FIG. 37 and the frequency f is 0.7 THz in the unit cell A. Referring to FIG. 38, good transmission power characteristics are obtained in the range of the central portion having an inclination of about 40 °, and the transmission power Tp in the x mark having g of about 90 μm and l of about 180 μm is about 99.7%. It turns out that the favorable value of is obtained.
図３９は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約９０μｍでｌが約１８０μｍとした際の、０．５ＴＨｚ〜０．８ＴＨｚの周波数帯域における屈折率ｎの周波数特性である。図３９を参照すると、屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）は０．５ＴＨｚにおいて約＋３．６とされ周波数の上昇に伴い増加して約０．５５ＴＨｚの時に最大（約＋５）となるが、約０．６１ＴＨｚで反転して約−５の負となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって変化していき約０．７５ＴＨｚにおいてほぼ０となり、その後は緩やかに正方向に増加していく。実部Ｒｅ（ｎ）は、０．７ＴＨｚにおいて約−１．２４を呈するようになる。また、屈折率ｎの虚部Ｉｍ（ｎ）は０．５５ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い増加して約０．６２ＴＨｚにおいて最大（約＋２．３）となるが、その後は下降して約０．６６ＴＨｚにおいてほぼ０となる。このように、単位セルＡは０．６１ＴＨｚ〜約０．７５ＴＨｚにおいて負の屈折率ｎとなることがわかる。 FIG. 39 shows the frequency characteristics of the refractive index n in the frequency band of 0.5 THz to 0.8 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 90 μm and l is about 180 μm. Referring to FIG. 39, the real part Re (n) of the refractive index n is about +3.6 at 0.5 THz, and increases as the frequency increases and reaches the maximum (about +5) at about 0.55 THz. It is inverted at about 0.61 THz and becomes negative of about −5. As the frequency increases, it changes toward 0 and becomes almost 0 at about 0.75 THz, and then gradually increases in the positive direction. The real part Re (n) exhibits about -1.24 at 0.7 THz. In addition, the imaginary part Im (n) of the refractive index n is almost 0 up to 0.55 THz, and increases as the frequency increases and reaches the maximum (about +2.3) at about 0.62 THz. It descends and becomes almost zero at about 0.66 THz. Thus, it can be seen that the unit cell A has a negative refractive index n in the range of 0.61 THz to about 0.75 THz.
図４０は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約９０μｍでｌが約１８０μｍとした際の、０．５ＴＨｚ〜０．８ＴＨｚの周波数帯域における相対インピーダンス（Relative Impedance）Ｚｒの周波数特性である。図４０を参照すると、相対インピーダンスＺｒの実部Ｒｅ（Ｚｒ）は０．５ＴＨｚにおいて約＋０．２とされ周波数の上昇に伴い緩やかに下降して約０．５５ＴＨｚの時にほぼ０となり、約０．６６ＴＨｚで急激に上昇して約＋６．０となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって急峻に変化していくが約０．７５ＴＨｚにおいて再びピークになる。約０．７５ＴＨｚを超えると急激に低下してほぼ０となり、その後は緩やかに上昇する。実部Ｒｅ（Ｚｒ）は、０．７ＴＨｚにおいて約＋１．０５を呈するようになる。また、相対インピーダンスＺｒの虚部Ｉｍ（Ｚｒ）は０．５５ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い負の方向に増加して約０．６６ＴＨｚにおいて急激に負方向に増大して最大（約−８）となるが、その後は急激に変化してほぼ０となる。このように、単位セルＡはｇを約９０μｍ、ｌを約１８０μｍとすると、約０．６６ＴＨｚにおいて共振特性を示すことがわかる。 FIG. 40 shows frequency characteristics of relative impedance Zr in a frequency band of 0.5 THz to 0.8 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 90 μm and l is about 180 μm. Referring to FIG. 40, the real part Re (Zr) of the relative impedance Zr is about +0.2 at 0.5 THz, and gradually decreases as the frequency increases and becomes almost 0 at about 0.55 THz. It rises rapidly at 66 THz and reaches about +6.0. As the frequency rises, it changes sharply toward 0 but peaks again at about 0.75 THz. If it exceeds about 0.75 THz, it will fall rapidly and will be almost 0, and it will rise gradually after that. The real part Re (Zr) exhibits about +1.05 at 0.7 THz. Also, the imaginary part Im (Zr) of the relative impedance Zr is almost 0 up to 0.55 THz, increases in the negative direction as the frequency increases, and rapidly increases in the negative direction at about 0.66 THz. (About -8), but then changes rapidly to almost zero. Thus, it can be seen that the unit cell A exhibits resonance characteristics at about 0.66 THz when g is about 90 μm and l is about 180 μm.
図４１は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約９０μｍでｌが約１８０μｍとした際の、０．５ＴＨｚ〜０．８ＴＨｚの周波数帯域における相対比誘電率（Relative Permittivity）εｒの周波数特性である。図４１を参照すると、相対比誘電率εｒの実部Ｒｅ（εｒ）は０．５ＴＨｚにおいて約＋１３とされ周波数の上昇に伴い急速に上昇していくが、約０．５５ＴＨｚの時に負に反転して負の最大ピーク（約−７）となり、その後は０に向かって変化して約０．６６ＴＨｚでほぼ０となる。そして、周波数の上昇に伴い負方向に変化して小さなピークを示し、その後は０に向かって緩やかに変化していく。実部Ｒｅ（εｒ）は、０．７ＴＨｚにおいて約−１．１８を呈するようになる。また、相対比誘電率εｒの虚部Ｉｍ（εｒ）は０．５５ＴＨｚまではほぼ０であり、０．５５ＴＨｚにおいて正方向に急上昇して+４０を超えるが、約０．６１ＴＨｚにおいて急激に負に反転して負の最大ピーク（約−８）となる。その後は急激に変化して約０．６６ＴＨｚにおいてほぼ０となり、以降はほぼ０が維持される。 FIG. 41 shows the frequency characteristics of the relative relative permittivity εr in the frequency band of 0.5 THz to 0.8 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 90 μm and l is about 180 μm. Referring to FIG. 41, the real part Re (εr) of the relative relative permittivity εr is about +13 at 0.5 THz, and rapidly increases as the frequency increases. However, the real part Re (εr) reverses negatively at about 0.55 THz. The maximum negative peak (about -7) is obtained, and thereafter, the peak changes toward 0 and becomes almost 0 at about 0.66 THz. As the frequency increases, it changes in the negative direction to show a small peak, and then gradually changes toward zero. The real part Re (εr) becomes approximately −1.18 at 0.7 THz. Also, the imaginary part Im (εr) of the relative dielectric constant εr is almost 0 up to 0.55 THz, rapidly increases in the positive direction at 0.55 THz and exceeds +40, but suddenly becomes negative at about 0.61 THz. Inverts to the maximum negative peak (about -8). After that, it changes abruptly and becomes almost zero at about 0.66 THz, and after that, almost zero is maintained.
図４２は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約９０μｍでｌが約１８０μｍとした際の、０．５ＴＨｚ〜０．８ＴＨｚの周波数帯域における相対比透磁率（Relative permeability）μｒの周波数特性である。図４２を参照すると、相対比透磁率μの実部Ｒｅ（μｒ）は０．５ＴＨｚにおいて約＋１とされて約０．５５ＴＨｚの時にほぼ０になるが、その後やや上昇し約０．６６ＴＨｚにおいて負に反転して負のピーク（約−２０）となる。そして、周波数の上昇に伴い急激に０に向かい、約０．７５ＴＨｚでほぼ０になる。実部Ｒｅ（μｒ）は、０．７ＴＨｚにおいて約−１．３０を呈するようになる。また、相対比透磁率μの虚部Ｉｍ（μｒ）は０．５５ＴＨｚまではほぼ０であり、０．５５ＴＨｚを超えると緩やかに負方向に変化するが、約０．６１ＴＨｚにおいて正方向に反転し、約０．６６ＴＨｚにおいて急上昇して約+２０となるが、約０．６６ＴＨｚを超えると急激に負に反転してほぼ０となり、その後はほぼ０が維持される。 FIG. 42 shows frequency characteristics of relative relative permeability μr in a frequency band of 0.5 THz to 0.8 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 90 μm and l is about 180 μm. Referring to FIG. 42, the real part Re (μr) of the relative relative permeability μ is about +1 at 0.5 THz and becomes almost 0 at about 0.55 THz, but then increases slightly and becomes negative at about 0.66 THz. To a negative peak (about -20). Then, the frequency suddenly goes to 0 as the frequency increases, and becomes almost 0 at about 0.75 THz. The real part Re (μr) exhibits about −1.30 at 0.7 THz. Also, the imaginary part Im (μr) of the relative relative permeability μ is almost 0 up to 0.55 THz, and gradually changes in the negative direction when exceeding 0.55 THz, but reverses in the positive direction at about 0.61 THz. However, when it exceeds about 0.66 THz, it reverses negatively and becomes almost zero, and thereafter it keeps almost zero.
図４３は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約９０μｍでｌが約１８０μｍとした際の、０．５ＴＨｚ〜０．８ＴＨｚの周波数帯域における透過電力Ｔｐの周波数特性である。図４３を参照すると、透過電力Ｔｐは０．５ＴＨｚにおいて約２９％とされ、周波数の上昇に伴い低下していき約０．６２ＴＨｚにおいて最小の約１３％まで低下する。その後、周波数が上昇すると急激に増加していき約０．７ＴＨｚにおいて最大のピーク（約９９．６％）となる。その後周波数の上昇に伴い緩やかに低下する。透過電力Ｔｐは、０．７ＴＨｚにおいて約９９．６％を呈するようになる。
このように、相対比誘電率εｒと相対比透磁率μｒは約０．６６ＴＨｚ近辺において共に負を呈することから、本発明にかかるシート型メタマテリアル１はテラヘルツ波帯において負の屈折率ｎを呈すると共に、透過電力特性が良好になることが分かる。
FIG. 43 shows the frequency characteristics of the transmitted power Tp in the frequency band of 0.5 THz to 0.8 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 90 μm and l is about 180 μm. Referring to FIG. 43, the transmitted power Tp is about 29% at 0.5 THz, and decreases as the frequency increases and decreases to about 13% at the minimum at about 0.62 THz. Thereafter, as the frequency rises, it increases rapidly and reaches a maximum peak (about 99.6%) at about 0.7 THz. After that, it gradually decreases as the frequency increases. The transmitted power Tp exhibits about 99.6% at 0.7 THz.
As described above, since the relative relative permittivity εr and the relative relative permeability μr are both negative in the vicinity of about 0.66 THz, the sheet-
また、図４４は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約９０μｍでｌが約１８０μｍとした際の、０．５ＴＨｚ〜０．８ＴＨｚの周波数帯域における反射電力Ｒｐの周波数特性である。図４４を参照すると、反射電力Ｒｐは０．５ＴＨｚにおいて約７１％とされ、周波数の上昇に伴い増加していき約０．６２ＴＨｚにおいて最大の約８７％まで上昇する。その後、周波数が上昇すると急激に減少して約０．７ＴＨｚにおいて最小のピーク（約０．１３１％）となる。その後周波数の上昇に伴い緩やかに上昇する。反射電力Ｒｐは、０．７ＴＨｚにおいて約０．１３１％を呈するようになる。このように、反射電力Ｒｐは透過電力Ｔｐのほぼ逆特性となる。 FIG. 44 shows frequency characteristics of the reflected power Rp in the frequency band of 0.5 THz to 0.8 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 90 μm and l is about 180 μm. Referring to FIG. 44, the reflected power Rp is about 71% at 0.5 THz, increases as the frequency increases, and increases to about 87% at the maximum at about 0.62 THz. Thereafter, when the frequency is increased, it rapidly decreases and becomes a minimum peak (about 0.131%) at about 0.7 THz. After that, it gradually rises with increasing frequency. The reflected power Rp exhibits about 0.131% at 0.7 THz. As described above, the reflected power Rp is almost opposite to the transmitted power Tp.
図４５は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔（Gap）ｇを１０μｍ〜１１０μｍとし、周波数ｆを０．８ＴＨｚとした際の単位ストリップ１１ａ，１２ａの長さｌ（Length of cut wire ）が１００μｍ〜２００μｍの範囲における屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）の等高線図である。図４５を参照すると、長さｌが約１６０μｍ以下のほぼ全範囲において負の屈折率ｎが得られており、ｇが約４０μｍでｌが約１４０μｍの×マークにおける屈折率の実部Ｒｅ（ｎ）として約−０．９７７が得られていることがわかる。
図４６は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔ｇと長さｌを図４５と同範囲とし、周波数ｆを０．８ＴＨｚとした際の透過電力Ｔｐの等高線図である。図４６を参照すると、傾きが約３０°の中央部の範囲において良好な透過電力特性が得られており、ｇが約４０μｍでｌが約１４０μｍの×マークにおける透過電力Ｔｐとして約９９．７％の良好な値が得られていることがわかる。
FIG. 45 shows the length l (length of cut wire) of the unit strips 11a, 12a when the gap (Gap) g between the unit strips 11a, 12a is 10 μm to 110 μm and the frequency f is 0.8 THz. ) Is a contour map of the real part Re (n) of the refractive index n in the range of 100 μm to 200 μm. Referring to FIG. 45, a negative refractive index n is obtained in almost the entire range where the length l is about 160 μm or less, and the real part Re (n of the refractive index in the x mark where g is about 40 μm and l is about 140 μm. It can be seen that about -0.977 is obtained.
FIG. 46 is a contour diagram of the transmitted power Tp when the interval g and the length l of the unit strips 11a and 12a are in the same range as in FIG. 45 and the frequency f is 0.8 THz in the unit cell A. Referring to FIG. 46, good transmission power characteristics are obtained in the range of the central portion where the inclination is about 30 °, and the transmission power Tp in the x mark where g is about 40 μm and l is about 140 μm is about 99.7%. It turns out that the favorable value of is obtained.
図４７は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約４０μｍでｌが約１４０μｍとした際の、０．６ＴＨｚ〜０．９ＴＨｚの周波数帯域における屈折率ｎの周波数特性である。図４７を参照すると、屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）は０．６ＴＨｚにおいて約＋３．１とされ周波数の上昇に伴い増加して約０．６７ＴＨｚの時に最大（約＋４．５）となるが、約０．７１ＴＨｚで反転して約−４の負となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって変化していき約０．８３ＴＨｚにおいてほぼ０となり、その後は緩やかに正方向に増加していく。実部Ｒｅ（ｎ）は、０．８ＴＨｚにおいて約−０．９７２を呈するようになる。また、屈折率ｎの虚部Ｉｍ（ｎ）は０．６２ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い増加して約０．７ＴＨｚにおいて最大（約＋１．５）となるが、その後は下降して約０．７３ＴＨｚにおいてほぼ０となる。このように、単位セルＡは０．７１ＴＨｚ〜約０．８３ＴＨｚにおいて負の屈折率ｎとなることがわかる。 FIG. 47 shows frequency characteristics of the refractive index n in the frequency band of 0.6 THz to 0.9 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 40 μm and l is about 140 μm. Referring to FIG. 47, the real part Re (n) of the refractive index n is about +3.1 at 0.6 THz, increases as the frequency increases, and reaches the maximum (about +4.5) at about 0.67 THz. Is inverted at about 0.71 THz and becomes negative of about -4. As the frequency increases, it changes toward 0 and becomes almost 0 at about 0.83 THz, and then gradually increases in the positive direction. The real part Re (n) comes to exhibit about −0.972 at 0.8 THz. Further, the imaginary part Im (n) of the refractive index n is almost 0 up to 0.62 THz and increases as the frequency increases and reaches a maximum (about +1.5) at about 0.7 THz. It descends and becomes almost zero at about 0.73 THz. Thus, it can be seen that the unit cell A has a negative refractive index n at 0.71 THz to about 0.83 THz.
図４８は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約４０μｍでｌが約１４０μｍとした際の、０．６ＴＨｚ〜０．９ＴＨｚの周波数帯域における相対インピーダンス（Relative Impedance）Ｚｒの周波数特性である。図４８を参照すると、相対インピーダンスＺｒの実部Ｒｅ（Ｚｒ）は０．６ＴＨｚにおいて約＋０．２とされ周波数の上昇に伴い緩やかに下降して約０．６７ＴＨｚの時にほぼ０となり、約０．７３ＴＨｚで急激に上昇して約＋８．０となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって急峻に変化していくが約０．８３ＴＨｚにおいて再びピークになる。約０．８３ＴＨｚを超えると急激に低下してほぼ０となり、その後は緩やかに上昇する。実部Ｒｅ（Ｚｒ）は、０．７ＴＨｚにおいて約＋１．０５を呈するようになる。また、相対インピーダンスＺｒの虚部Ｉｍ（Ｚｒ）は０．６２ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い負の方向に増加して約０．７３ＴＨｚにおいて急激に負方向に増大して最大（約−４．５）となるが、その後は急激に変化してほぼ０となる。このように、単位セルＡはｇを約４０μｍ、ｌを約１４０μｍとすると、約０．７３ＴＨｚにおいて共振特性を示すことがわかる。 FIG. 48 shows the frequency characteristics of relative impedance Zr in the frequency band of 0.6 THz to 0.9 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 40 μm and l is about 140 μm. Referring to FIG. 48, the real part Re (Zr) of the relative impedance Zr is approximately +0.2 at 0.6 THz, and gradually decreases as the frequency rises to approximately 0 at approximately 0.67 THz. It rises rapidly at 73 THz and reaches about +8.0. As the frequency increases, it changes sharply toward 0, but peaks again at about 0.83 THz. If it exceeds about 0.83 THz, it will drop rapidly and become almost zero, and then it will rise slowly. The real part Re (Zr) exhibits about +1.05 at 0.7 THz. The imaginary part Im (Zr) of the relative impedance Zr is almost 0 up to 0.62 THz, increases in the negative direction as the frequency increases, and increases rapidly in the negative direction at about 0.73 THz. (About −4.5), but after that, it changes rapidly and becomes almost zero. Thus, it can be seen that the unit cell A exhibits resonance characteristics at about 0.73 THz, where g is about 40 μm and l is about 140 μm.
図４９は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約４０μｍでｌが約１４０μｍとした際の、０．６ＴＨｚ〜０．９ＴＨｚの周波数帯域における相対比誘電率（Relative Permittivity）εｒの周波数特性である。図４９を参照すると、相対比誘電率εｒの実部Ｒｅ（εｒ）は０．６ＴＨｚにおいて約＋９とされ周波数の上昇に伴い急速に上昇していくが、約０．６２ＴＨｚの時に負に反転して負の最大ピーク（約−３）となり、その後は０に向かって変化して約０．７３ＴＨｚでほぼ０となる。そして、周波数の上昇に伴い負方向に変化して小さなピークを示し、その後は０を超えて正方向に向かって緩やかに変化していく。実部Ｒｅ（εｒ）は、０．８ＴＨｚにおいて約−０．９９０を呈するようになる。また、相対比誘電率εｒの虚部Ｉｍ（εｒ）は０．６２ＴＨｚまではほぼ０であり、０．６２ＴＨｚにおいて正方向に急上昇して+２０を超えるが、約０．７１ＴＨｚにおいて急激に負に反転して負の最大ピーク（約−６）となる。その後は急激に変化して約０．７３ＴＨｚにおいてほぼ０となり、以降はほぼ０が維持される。 FIG. 49 shows the frequency characteristics of relative relative permittivity εr in the frequency band of 0.6 THz to 0.9 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 40 μm and l is about 140 μm. Referring to FIG. 49, the real part Re (εr) of the relative dielectric constant εr is about +9 at 0.6 THz, and increases rapidly as the frequency rises, but it is negatively inverted at about 0.62 THz. The maximum negative peak (about -3) is reached, and thereafter, the peak changes to zero and becomes almost zero at about 0.73 THz. As the frequency increases, it changes in the negative direction to show a small peak, and then gradually changes beyond 0 and toward the positive direction. The real part Re (εr) becomes approximately −0.990 at 0.8 THz. Further, the imaginary part Im (εr) of the relative dielectric constant εr is almost 0 up to 0.62 THz and rapidly increases in the positive direction at 0.62 THz and exceeds +20, but suddenly becomes negative at about 0.71 THz. Inverts to the maximum negative peak (about -6). After that, it changes abruptly and becomes almost zero at about 0.73 THz, and after that, almost zero is maintained.
図５０は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約４０μｍでｌが約１４０μｍとした際の、０．６ＴＨｚ〜０．９ＴＨｚの周波数帯域における相対比透磁率（Relative permeability）μｒの周波数特性である。図５０を参照すると、相対比透磁率μの実部Ｒｅ（μｒ）は０．６ＴＨｚにおいて約＋１とされて約０．６２ＴＨｚの時にほぼ０になるが、その後やや上昇し約０．７３ＴＨｚにおいて負に反転して負のピーク（約−２０）となる。そして、周波数の上昇に伴い急激に０に向かい、約０．８６ＴＨｚでほぼ０になる。実部Ｒｅ（μｒ）は、０．８ＴＨｚにおいて約−０．９５４を呈するようになる。また、相対比透磁率μの虚部Ｉｍ（μｒ）は０．６２ＴＨｚまではほぼ０であり、０．６２ＴＨｚを超えると緩やかに負方向に変化するが、約０．７１ＴＨｚにおいて正方向に反転し、約０．７３ＴＨｚにおいて急上昇して約+２０となるが、約０．７３ＴＨｚを超えると急激に負に反転してほぼ０となり、その後はほぼ０が維持される。 FIG. 50 shows frequency characteristics of relative relative permeability μr in a frequency band of 0.6 THz to 0.9 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 40 μm and l is about 140 μm. Referring to FIG. 50, the real part Re (μr) of the relative relative permeability μ is about +1 at 0.6 THz and becomes almost 0 at about 0.62 THz, but then rises slightly and becomes negative at about 0.73 THz. To a negative peak (about -20). Then, the frequency suddenly goes to 0 as the frequency increases, and becomes almost 0 at about 0.86 THz. The real part Re (μr) exhibits about −0.954 at 0.8 THz. Further, the imaginary part Im (μr) of the relative relative permeability μ is almost 0 up to 0.62 THz, and gradually changes in the negative direction when exceeding 0.62 THz, but reverses in the positive direction at about 0.71 THz. However, it suddenly rises to about +20 at about 0.73 THz, but when it exceeds about 0.73 THz, it suddenly reverses negative and becomes almost zero, and thereafter it is maintained at almost zero.
図５１は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約４０μｍでｌが約１４０μｍとした際の、０．６ＴＨｚ〜０．９ＴＨｚの周波数帯域における透過電力Ｔｐの周波数特性である。図５１を参照すると、透過電力Ｔｐは０．６ＴＨｚにおいて約４２％とされ、周波数が上昇してもほぼ維持され約０．６２ＴＨｚを超えると急激に増加していき約０．８ＴＨｚにおいて最大のピーク（約９９．７％）となる。その後周波数の上昇に伴い緩やかに低下する。透過電力Ｔｐは、０．８ＴＨｚにおいて約９９．７％を呈するようになる。
このように、相対比誘電率εｒと相対比透磁率μｒは約０．７３ＴＨｚ近辺において共に負を呈することから、本発明にかかるシート型メタマテリアル１はテラヘルツ波帯において負の屈折率ｎを呈すると共に、透過電力特性が良好になることが分かる。
FIG. 51 shows frequency characteristics of transmitted power Tp in the frequency band of 0.6 THz to 0.9 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 40 μm and l is about 140 μm. Referring to FIG. 51, the transmitted power Tp is about 42% at 0.6 THz, is substantially maintained even when the frequency is increased, and increases rapidly when it exceeds about 0.62 THz, and the maximum peak at about 0.8 THz. (About 99.7%). After that, it gradually decreases as the frequency increases. The transmitted power Tp exhibits about 99.7% at 0.8 THz.
As described above, since the relative relative permittivity εr and the relative relative permeability μr are both negative in the vicinity of about 0.73 THz, the sheet-
また、図５２は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約４０μｍでｌが約１４０μｍとした際の、０．６ＴＨｚ〜０．９ＴＨｚの周波数帯域における反射電力Ｒｐの周波数特性である。図５２を参照すると、反射電力Ｒｐは０．６ＴＨｚにおいて約５６％とされ、周波数が上昇してもほぼ維持され約０．６２ＴＨｚを超えると急激に減少して約０．８ＴＨｚにおいて最小のピーク（約０．０１８％）となる。その後周波数の上昇に伴い緩やかに上昇する。反射電力Ｒｐは、０．８ＴＨｚにおいて約０．０１８％を呈するようになる。このように、反射電力Ｒｐは透過電力Ｔｐのほぼ逆特性となる。 FIG. 52 shows frequency characteristics of the reflected power Rp in the frequency band of 0.6 THz to 0.9 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 40 μm and l is about 140 μm. Referring to FIG. 52, the reflected power Rp is about 56% at 0.6 THz, is substantially maintained even when the frequency is increased, and decreases rapidly when it exceeds about 0.62 THz, and has a minimum peak at about 0.8 THz ( About 0.018%). After that, it gradually rises with increasing frequency. The reflected power Rp exhibits about 0.018% at 0.8 THz. As described above, the reflected power Rp is almost opposite to the transmitted power Tp.
図５３は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔（Gap）ｇを１０μｍ〜１１０μｍとし、周波数ｆを０．９ＴＨｚとした際の単位ストリップ１１ａ，１２ａの長さｌ（Length of cut wire ）が５０μｍ〜１５０μｍの範囲における屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）の等高線図である。図５３を参照すると、長さｌが約１１０μｍ以下のほぼ全範囲において負の屈折率ｎが得られており、ｇが約１０μｍでｌが約９０μｍの×マークにおける屈折率の実部Ｒｅ（ｎ）として約−１．３４が得られていることがわかる。
図５４は、単位セルＡにおいて、単位ストリップ１１ａ，１２ａの間隔ｇと長さｌを図５３と同範囲とし、周波数ｆを０．９ＴＨｚとした際の透過電力Ｔｐの等高線図である。図５４を参照すると、長さｌが７０μｍ以下の範囲や間隔ｇが２０μｍ以下の範囲において良好な透過電力特性が得られており、ｇが約１０μｍでｌが約９０μｍの×マークにおける透過電力Ｔｐとして約９６．１％の良好な値が得られていることがわかる。
FIG. 53 shows the length l (length of cut wire) of the unit strips 11a and 12a in the unit cell A when the gap (Gap) g between the unit strips 11a and 12a is 10 μm to 110 μm and the frequency f is 0.9 THz. ) Is a contour map of the real part Re (n) of the refractive index n in the range of 50 μm to 150 μm. Referring to FIG. 53, a negative refractive index n is obtained in almost the entire range where the length l is about 110 μm or less, and the real part Re (n of the refractive index in the x mark where g is about 10 μm and l is about 90 μm. It can be seen that about -1.34 is obtained.
FIG. 54 is a contour diagram of the transmitted power Tp when the interval g and the length l of the unit strips 11a and 12a are in the same range as in FIG. 53 and the frequency f is 0.9 THz in the unit cell A. Referring to FIG. 54, good transmission power characteristics are obtained when the length l is in the range of 70 μm or less and the interval g is in the range of 20 μm or less. The transmission power Tp in the x mark where g is about 10 μm and l is about 90 μm. It can be seen that a good value of about 96.1% is obtained.
図５５は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１０μｍでｌが約９０μｍとした際の、０．７ＴＨｚ〜１．０ＴＨｚの周波数帯域における屈折率ｎの周波数特性である。図５５を参照すると、屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）は０．７ＴＨｚにおいて約＋２．５とされ周波数の上昇に伴い増加して約０．８１ＴＨｚの時に最大（約＋３．０５）となるが、約０．８ＴＨｚで反転して約−３．７の負となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって変化していき約０．９２ＴＨｚにおいてほぼ０となり、その後はほぼ０が維持される。実部Ｒｅ（ｎ）は、０．９ＴＨｚにおいて約−２．９３を呈するようになる。また、屈折率ｎの虚部Ｉｍ（ｎ）は０．８ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴いわずかに増加して約０．８２Ｈｚにおいて最大（約＋０．５）となるが、その後は下降して約０．８４ＴＨｚにおいてほぼ０となる。このように、単位セルＡは０．８ＴＨｚ〜約０．９２ＴＨｚにおいて負の屈折率ｎとなることがわかる。 FIG. 55 shows frequency characteristics of the refractive index n in the frequency band of 0.7 THz to 1.0 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 10 μm and l is about 90 μm. Referring to FIG. 55, the real part Re (n) of the refractive index n is about +2.5 at 0.7 THz, and increases as the frequency increases and reaches the maximum (about +3.05) at about 0.81 THz. Is inverted at about 0.8 THz and becomes negative of about −3.7. Then, as the frequency increases, it changes toward 0 and becomes substantially 0 at about 0.92 THz, and thereafter it is maintained at about 0. The real part Re (n) comes to exhibit about -2.93 at 0.9 THz. In addition, the imaginary part Im (n) of the refractive index n is almost 0 up to 0.8 THz, and increases slightly as the frequency increases, and reaches a maximum (about +0.5) at about 0.82 Hz. Thereafter, it descends and becomes almost zero at about 0.84 THz. Thus, it can be seen that the unit cell A has a negative refractive index n between 0.8 THz and about 0.92 THz.
図５６は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約約１０μｍでｌが約９０μｍとした際の、０．７ＴＨｚ〜１．０ＴＨｚの周波数帯域における相対インピーダンス（Relative Impedance）Ｚｒの周波数特性である。図５６を参照すると、相対インピーダンスＺｒの実部Ｒｅ（Ｚｒ）は０．７ＴＨｚにおいて約＋０．２とされ周波数の上昇に伴い緩やかに下降して約０．８ＴＨｚの時にほぼ０となり、約０．８４ＴＨｚで急激に上昇して約＋４５となる。そして、周波数の上昇に伴い０に向かって急峻に変化していくが約０．９２ＴＨｚにおいて再びピークになる。約０．９２ＴＨｚを超えると急激に低下してほぼ０となり、その後は緩やかに上昇する。実部Ｒｅ（Ｚｒ）は、０．７ＴＨｚにおいて約＋１．０５を呈するようになる。また、相対インピーダンスＺｒの虚部Ｉｍ（Ｚｒ）は０．８ＴＨｚまではほぼ０であり、周波数が上昇するに伴い負の方向に増加して約０．８４ＴＨｚにおいて急激に負方向に増大して最大（約−４．５）となるが、その後は急激に変化してほぼ０となる。このように、単位セルＡはｇを約１０μｍ、ｌを約９０μｍとすると、約０．８４ＴＨｚにおいて共振特性を示すことがわかる。 FIG. 56 shows frequency characteristics of relative impedance Zr in a frequency band of 0.7 THz to 1.0 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 10 μm and l is about 90 μm. Referring to FIG. 56, the real part Re (Zr) of the relative impedance Zr is approximately +0.2 at 0.7 THz, and gradually decreases as the frequency increases and becomes approximately 0 at approximately 0.8 THz. It rises rapidly at 84 THz to about +45. As the frequency rises, it changes sharply toward 0 but peaks again at about 0.92 THz. If it exceeds about 0.92 THz, it will drop rapidly and become almost zero, and then it will rise slowly. The real part Re (Zr) exhibits about +1.05 at 0.7 THz. Further, the imaginary part Im (Zr) of the relative impedance Zr is almost 0 up to 0.8 THz, increases in the negative direction as the frequency increases, and rapidly increases in the negative direction at about 0.84 THz. (About −4.5), but after that, it changes rapidly and becomes almost zero. Thus, it can be seen that the unit cell A exhibits resonance characteristics at about 0.84 THz, where g is about 10 μm and l is about 90 μm.
図５７は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１０μｍでｌが約９０μｍとした際の、０．７ＴＨｚ〜１．０ＴＨｚの周波数帯域における相対比誘電率（Relative Permittivity）εｒの周波数特性である。図５７を参照すると、相対比誘電率εｒの実部Ｒｅ（εｒ）は０．７ＴＨｚにおいて約＋５とされ周波数の上昇に伴い急速に上昇していくが、約０．８１ＴＨｚの時に負に反転してほぼ０となり、その後負方向に変化していき約０．８５ＴＨｚにおいて負の最大ピーク（約−２）となり、その後は０に向かって変化して約０．９２ＴＨｚでほぼ０となる。そして、周波数の上昇に伴い正方向に緩やかに変化していく。実部Ｒｅ（εｒ）は、０．９ＴＨｚにおいて約−０．８８７を呈するようになる。また、相対比誘電率εｒの虚部Ｉｍ（εｒ）は０．８１ＴＨｚまではほぼ０であり、０．８１ＴＨｚにおいて負方向に急降下して−２０を超える。約０．８１ＴＨｚを超えると急激に０に向かって変化していき、約０．８３ＴＨｚにおいてほぼ０となり、以降はほぼ０が維持される。 FIG. 57 shows the frequency characteristics of the relative relative permittivity εr in the frequency band of 0.7 THz to 1.0 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 10 μm and l is about 90 μm. Referring to FIG. 57, the real part Re (εr) of the relative relative permittivity εr is about +5 at 0.7 THz, and rapidly increases as the frequency rises, but reverses negatively at about 0.81 THz. It becomes almost zero and then changes in the negative direction until it reaches a negative maximum peak (about −2) at about 0.85 THz, and then changes toward 0 and becomes almost zero at about 0.92 THz. Then, it gradually changes in the positive direction as the frequency increases. The real part Re (εr) becomes approximately −0.887 at 0.9 THz. In addition, the imaginary part Im (εr) of the relative dielectric constant εr is almost 0 up to 0.81 THz, suddenly drops in the negative direction at 0.81 THz, and exceeds −20. If it exceeds about 0.81 THz, it will change toward 0 rapidly, will be substantially 0 at about 0.83 THz, and it will maintain about 0 after that.
図５８は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１０μｍでｌが約９０μｍとした際の、０．７ＴＨｚ〜１．０ＴＨｚの周波数帯域における相対比透磁率（Relative permeability）μｒの周波数特性である。図５８を参照すると、相対比透磁率μの実部Ｒｅ（μｒ）は０．７ＴＨｚにおいて約＋１とされて約０．８１ＴＨｚの時にほぼ０になるが、その後やや上昇し約０．８３ＴＨｚにおいて負に反転して負のピーク（約−１７）となる。そして、周波数の上昇に伴い急激に０に向かい、約１．０ＴＨｚでほぼ０になる。実部Ｒｅ（μｒ）は、０．９ＴＨｚにおいて約−１．６４を呈するようになる。また、相対比透磁率μの虚部Ｉｍ（μｒ）は０．８１ＴＨｚまではほぼ０であり、０．８１ＴＨｚを超えると正方向に急上昇して、約０．８３ＴＨｚにおいて正のピーク（約＋２０）となる。約０．８３ＴＨｚを超えると急激に負に減少してほぼ０となり、その後はほぼ０が維持される。 FIG. 58 shows frequency characteristics of relative relative permeability μr in a frequency band of 0.7 THz to 1.0 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 10 μm and l is about 90 μm. Referring to FIG. 58, the real part Re (μr) of the relative relative permeability μ is about +1 at 0.7 THz and becomes almost 0 at about 0.81 THz, but then rises slightly and becomes negative at about 0.83 THz. To a negative peak (about -17). Then, the frequency suddenly goes to 0 as the frequency increases, and becomes almost 0 at about 1.0 THz. The real part Re (μr) exhibits about −1.64 at 0.9 THz. In addition, the imaginary part Im (μr) of the relative relative permeability μ is almost 0 up to 0.81 THz, rapidly increases in the positive direction when exceeding 0.81 THz, and a positive peak (about +20) at about 0.83 THz. It becomes. When it exceeds about 0.83 THz, it decreases negatively and becomes almost zero, and thereafter it is kept at almost zero.
図５９は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１０μｍでｌが約９０μｍとした際の、０．７ＴＨｚ〜１．０ＴＨｚの周波数帯域における透過電力Ｔｐの周波数特性である。図５９を参照すると、透過電力Ｔｐは０．７ＴＨｚにおいて約６４％とされ、周波数が上昇するに伴い緩やかに上昇し、約０．８７ＴＨｚにおいて最大のピーク（約９９％）となる。その後周波数の上昇に伴い急速に低下する。透過電力Ｔｐは、０．９ＴＨｚにおいて約９２．０％を呈するようになる。
このように、相対比誘電率εｒと相対比透磁率μｒは約０．８３ＴＨｚ近辺において共に負を呈することから、本発明にかかるシート型メタマテリアル１はテラヘルツ波帯において負の屈折率ｎを呈すると共に、透過電力特性が良好になることが分かる。
FIG. 59 shows frequency characteristics of the transmitted power Tp in the frequency band of 0.7 THz to 1.0 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 10 μm and l is about 90 μm. Referring to FIG. 59, the transmitted power Tp is about 64% at 0.7 THz, increases gently as the frequency increases, and reaches a maximum peak (about 99%) at about 0.87 THz. After that, it decreases rapidly with increasing frequency. The transmitted power Tp exhibits about 92.0% at 0.9 THz.
As described above, since the relative relative permittivity εr and the relative relative permeability μr are both negative in the vicinity of about 0.83 THz, the sheet-
また、図６０は、単位ストリップ１１ａ，１２ａのｇが約１０μｍでｌが約９０μｍとした際の、０．７ＴＨｚ〜１．０ＴＨｚの周波数帯域における反射電力Ｒｐの周波数特性である。図６０を参照すると、反射電力Ｒｐは０．７ＴＨｚにおいて約３６％とされ、周波数が上昇するに伴い緩やかに下降し約０．８３ＴＨｚにおいて最小のピーク（約１％）となる。その後周波数の上昇に伴い急速に上昇する。反射電力Ｒｐは、０．９ＴＨｚにおいて約７．６％を呈するようになる。このように、反射電力Ｒｐは透過電力Ｔｐのほぼ逆特性となる。 FIG. 60 shows frequency characteristics of the reflected power Rp in the frequency band of 0.7 THz to 1.0 THz when g of the unit strips 11a and 12a is about 10 μm and l is about 90 μm. Referring to FIG. 60, the reflected power Rp is about 36% at 0.7 THz, and gradually decreases as the frequency rises to a minimum peak (about 1%) at about 0.83 THz. Then it rises rapidly with increasing frequency. The reflected power Rp becomes approximately 7.6% at 0.9 THz. As described above, the reflected power Rp is almost opposite to the transmitted power Tp.
図６１（ａ）は、本発明にかかるシート型メタマテリアル１における単位セルＡの性能指数であるＦＯＭ（Figure of Merit）の周波数特性を示す図である。図６１では、０．４１ＴＨｚ〜０．４７ＴＨｚの周波数帯域におけるＦＯＭの周波数特性を示しており、約０．４１９ＴＨｚにおいて約１７．５のきわめて良好なＦＯＭが得られていることが分かる。この場合の、単位セルＡは図４（ｂ）に示す寸法とされていると共に、設計周波数が０．４ＴＨｚとされた時の単位ストリップ１１ａ，１２ａ（ｇが約１００μｍでｌが約３６０μｍ）とされている。現在知られているテラヘルツ波帯のメタマテリアルが示すＦＯＭ値は１ないし１１であることから、本発明にかかるシート型メタマテリアル１のＦＯＭ値は、従来のＦＯＭ値を凌駕していることが分かる。なお、ＦＯＭは図６１（ｂ）で示す式で算出される。式においてＲｅ（ｎ）は屈折率ｎの実部、Ｉｍ（ｎ）は屈折率ｎの虚部である。
FIG. 61 (a) is a diagram showing the frequency characteristic of FOM (Figure of Merit) which is a figure of merit of the unit cell A in the sheet-
図６２は、０．４１ＴＨｚ〜０．４７ＴＨｚの周波数帯域における屈折率ｎの実部Ｒｅ（ｎ）と虚部Ｉｍ（ｎ）の周波数特性を示しており、実部Ｒｅ（ｎ）は０．４１ＴＨｚにおいて約−６．８とされ、周波数の上昇に伴い０に向かっていき、０．４７ＴＨｚにおいては約−０．５となる。また、虚部Ｉｍ（ｎ）は０．４１ＴＨｚにおいて約１．４とされ、周波数の上昇に伴い急激に０に向かうが、約０．４１５ＴＨｚを超えると緩やかに上昇するようになり、０．４７ＴＨｚにおいては約０．６となる。図６２に示す実部Ｒｅ（ｎ）と虚部Ｉｍ（ｎ）を用いて図６１（ｂ）で算出した結果が図６１（ａ）に示されている。 FIG. 62 shows frequency characteristics of the real part Re (n) and the imaginary part Im (n) of the refractive index n in the frequency band of 0.41 THz to 0.47 THz, and the real part Re (n) is 0.41 THz. Is about -6.8, and goes toward 0 as the frequency increases, and at about 0.47 THz, it becomes about -0.5. Further, the imaginary part Im (n) is about 1.4 at 0.41 THz, and suddenly goes to 0 as the frequency rises. However, when it exceeds about 0.415 THz, it gradually rises to 0.47 THz. Is about 0.6. FIG. 61 (a) shows the result calculated in FIG. 61 (b) using the real part Re (n) and the imaginary part Im (n) shown in FIG.
以上説明した解析では、有限要素法電磁界シミュレータANSYS社HFSS Ver.14.1.1を用いることができる。なお、上記した解析結果に示されているように、単位ストリップの長さｌは設計周波数帯域においてほぼ共振する長さとされている。
本発明にかかるシート型メタマテリアルにおいては、誘電体基板は低損失であれば良くシクロオレフィンポリマーフィルムに限られるものではない。また、単位ストリップを形成する金属材は、金、銀、銅、アルミニウムに限られるものではないが、抵抗損の少ない金属材が好適とされる。
また、図６４に示す従来のマイクロ波帯の左手系媒質を単純にスケールダウンすると、機械的に強度が十分な厚さの誘電体基板とすることができないが、本発明にかかるシート型メタマテリアルにおける誘電体基板では、機械的に強度が十分な厚さの誘電体基板を採用することができる。
In the analysis described above, the finite element method electromagnetic simulator ANSYS HFSS Ver.14.1.1 can be used. As shown in the above analysis results, the length l of the unit strip is a length that substantially resonates in the design frequency band.
In the sheet-type metamaterial according to the present invention, the dielectric substrate only needs to have a low loss, and is not limited to the cycloolefin polymer film. In addition, the metal material forming the unit strip is not limited to gold, silver, copper, and aluminum, but a metal material with low resistance loss is preferable.
In addition, when the conventional microwave band left-handed medium shown in FIG. 64 is simply scaled down, a dielectric substrate with sufficient mechanical strength cannot be obtained. As the dielectric substrate, a dielectric substrate having a sufficient mechanical strength can be employed.
１ シート型メタマテリアル
１０ 誘電体基板
１１ 表面金属ストリップ
１１ａ 単位ストリップ
１２ 裏面金属ストリップ
１２ａ 単位ストリップ
１５ 周期境界壁
Ａ 単位セル
１００ 平板型人工媒質
１０１ 単位セル
１１０ 誘電体基板
１１１ 表面金属ストリップ
１１２ 裏面金属ストリップ
２００ 左手系媒質
２０１ 単位セル
２１０ 誘電体基板
２１１ 表面金属ストリップ
２１２ 裏面金属ストリップ
DESCRIPTION OF
Claims (2)
前記第１金属ストリップと同じ構成の第２金属ストリップが、前記誘電体基板の他面に、前記第１金属ストリップに重なると共に前記単位ストリップの約１／２の長さだけずらせて複数本配設されている第２金属ストリップ群とを備え、
前記誘電体基板の厚さｈが約５０μｍ、前記単位ストリップの長さｌが設計周波数帯域においてほぼ共振する長さ、前記第１金属ストリップ間の間隔ｐが約２１０μｍとされて、テラヘルツ波帯の周波数において、負の誘電率および負の透磁率を呈することを特徴とするシート型メタマテリアル。 A plurality of first metal strips in which long and narrow rectangular unit strips having a predetermined length l are arranged in the major axis direction with a gap g are arranged on a surface of the dielectric substrate substantially parallel to each other at predetermined intervals. A first metal strip group,
A plurality of second metal strips having the same configuration as the first metal strip are disposed on the other surface of the dielectric substrate so as to overlap the first metal strip and to be shifted by about 1/2 the length of the unit strip. A second metal strip group,
The thickness h of the dielectric substrate is about 50 μm, the length l of the unit strip is such that it substantially resonates in the design frequency band, and the distance p between the first metal strips is about 210 μm. A sheet-type metamaterial that exhibits a negative dielectric constant and a negative magnetic permeability at a frequency.
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Cited By (3)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JP2019024177A (en) * | 2017-07-25 | 2019-02-14 | 国立大学法人茨城大学 | Sheet type metamaterial |
| JPWO2021045022A1 (en) * | 2019-09-02 | 2021-03-11 | ||
| WO2024014772A1 (en) * | 2022-07-13 | 2024-01-18 | 서울대학교산학협력단 | Negative-refraction implementation method using photo-magnon coupling and control method therefor |
Citations (4)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPS56137703A (en) * | 1980-03-28 | 1981-10-27 | Nec Corp | Branching and filtering method for electromagnetic wave |
| JPH11204984A (en) * | 1998-01-14 | 1999-07-30 | Nippon Paint Co Ltd | Frequency selective electromagnetic wave shield material |
| JP2005252567A (en) * | 2004-03-03 | 2005-09-15 | Yokohama Rubber Co Ltd:The | Frequency selecting surface |
| JP2013533754A (en) * | 2010-04-12 | 2013-08-29 | タフツ・ユニバーシティ | Silk electronic parts |
-
2015
- 2015-01-29 JP JP2015016116A patent/JP2016143921A/en active Pending
Patent Citations (4)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPS56137703A (en) * | 1980-03-28 | 1981-10-27 | Nec Corp | Branching and filtering method for electromagnetic wave |
| JPH11204984A (en) * | 1998-01-14 | 1999-07-30 | Nippon Paint Co Ltd | Frequency selective electromagnetic wave shield material |
| JP2005252567A (en) * | 2004-03-03 | 2005-09-15 | Yokohama Rubber Co Ltd:The | Frequency selecting surface |
| JP2013533754A (en) * | 2010-04-12 | 2013-08-29 | タフツ・ユニバーシティ | Silk electronic parts |
Non-Patent Citations (1)
| Title |
|---|
| 吉田武礼、外３名: "表裏面の金属ストリップを互い違いに配置した左手系媒質", 電子情報通信学会２０１２年総合大会講演論文集 エレクトロニクス１, JPN6018045403, 6 March 2012 (2012-03-06), JP, pages 125, ISSN: 0004049626 * |
Cited By (4)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JP2019024177A (en) * | 2017-07-25 | 2019-02-14 | 国立大学法人茨城大学 | Sheet type metamaterial |
| JPWO2021045022A1 (en) * | 2019-09-02 | 2021-03-11 | ||
| JP7315983B2 (en) | 2019-09-02 | 2023-07-27 | 国立大学法人東京農工大学 | thermal radiation lens |
| WO2024014772A1 (en) * | 2022-07-13 | 2024-01-18 | 서울대학교산학협력단 | Negative-refraction implementation method using photo-magnon coupling and control method therefor |
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