Luận án Nghiên cứu chế tạo vật liệu hấp thụ băng tần rộng vùng ghz trên cơ sở vật liệu biến hóa (metamaterials)

ong trường hợp td = 1,2 mm, phổ hấp thụ chỉ còn hai đỉnh cộng hưởng chính tại 12,8 và 15,5 GHz (cường độ hấp thụ đều xấp xỉ 80%). Bằng cách tiếp tục thay đổi giá trị R2 = 2,6 mm, chúng tôi đã tối ưu được độ hấp thụ 96% và 90% tương ứng tại 12,8 và 15,5 GHz [Hình 3.19(b)]. Kết quả này hoàn toàn trùng khớp với kết quả thực nghiệm khi thu được hai đỉnh cộng hưởng tại 12,88 và 15,56 GHz với độ hấp thụ lần lượt là 90,5 và 90,3 % [như quan sát trên Hình 3.19(c) và 3.19(d)]. Sự khác biệt nhỏ giữa phổ hấp thụ mô phỏng và thực nghiệm có thể xuất phát từ sai số trong quá trình chế tạo và đo đạc. 3.4. Vật liệu biến hóa hấp thụ sóng điện từ đa đỉnh có cấu trúc hình chữ X Hình 3.20. (a) Cấu trúc ô cơ sở của MPA có cấu trúc chữ X định hướng theo không gian ba chiều. (b) Cấu tạo mặt trước của cấu trúc đối xứng và (c) trường hợp bất đối xứng, với d là độ dịch theo đường chéo của ô cơ sở của một thanh kim loại. 67 Như kết quả đã thảo luận ở trên, bằng cách phá vỡ tính đối xứng của cấu trúc đồng trục hoặc vòng cộng hưởng kín, chúng ta có thể dễ dàng tạo ra hấp thụ đỉnh kép và đa đỉnh nếu sử dụng phương pháp xây dựng siêu ô cơ sở. Tuy nhiên, phương pháp này rất dễ vi phạm điều kiện về lý thuyết môi trường hiệu dụng khi kích thước của siêu ô cơ sở tiến gần đến bước sóng hoạt động. Bên cạnh đó, việc tích hợp càng nhiều cấu trúc trong một ô cơ sở sẽ khiến cho mẫu MPA trở nên rất dày hơn khi muốn duy trì đồng thời các đỉnh hấp thụ tuyệt đối ở nhiều tần số khác nhau. Do vậy, để vượt qua giới hạn này, chúng tôi nghiên cứu và đề xuất một mô hình cấu trúc MPA có hình dạng chữ X. Cấu trúc này ngoài ưu điểm về tính đơn giản trong thiết kế và chế tạo, chúng tôi còn mong đợi rằng khi tính đối xứng của nó bị phá vỡ sẽ làm tăng thêm số bậc tự do của điện tích cảm ứng để tạo ra hấp thụ đa đỉnh. Hình 3.21. So sánh phổ hấp thụ mô phỏng (đường nét đứt màu xanh) và thực nghiệm (đường nét liền màu đỏ) của cấu trúc MPA ba đỉnh trong trường hợp (a) d = 0, (b) d = 0,5 và (c) d = 1,0 mm. Sơ đồ thiết kế của ô cơ sở của cấu trúc chữ X được trình bày trên Hình 3.20. 68 Bằng thiết kế kiểu ba lớp (kim loại – điện môi – kim loại), chiều dày lớp điện môi được tối ưu tại td = 1,2 mm và độ dày hai lớp kim loại là tm = 0,035 mm. Các tham số cấu trúc khác được thiết kế như sau: l = 7 mm, w = 0,3 mm và p = 10 mm. Tương tự như các mô hình trên, kim loại là Đồng có độ dẫn 5,6 × 107 S/m và đế điện môi là FR-4 có hằng số điện môi của là 4,3, sẽ được lựa chọn để xây dựng mô hình trong mô phỏng và chế tạo. Hình 3.21 trình bày phổ hấp thụ mô phỏng trong các trường hợp tâm của một thanh kim loại của cấu trúc chữ X bị dịch theo đường chéo của ô cơ sở (trong khi thanh còn lại được cố định). Phổ hấp thụ mô phỏng cho thấy độ hấp thụ trong trường hợp ban đầu (d=0) đạt 24% tại 11,4 GHz. Khi độ dịch d = 0,5 mm, chúng ta quan sát thấy ba đỉnh hấp thụ đồng thời xuất hiện tại tần số 10,8, 11,5 và 14,7 GHz. Độ hấp thụ đạt được tương ứng với các tần số trên là 99%, 99% và 95%. Dễ thấy, sự tách đỉnh xảy ra rõ rệt hơn khi sự bất đối xứng mạnh hơn. Đặc biệt, tại giá trị d = 1.0 mm (sự bất đối xứng mạnh), độ hấp thụ vẫn được duy trì tại biên độ 99%, 100% và 97% ứng với tần số hấp thụ 9,7, 11,6 và 17,1 GHz. Dễ thấy, trong tất cả các trường hợp trên, phổ thực nghiệm và mô phỏng rất trùng khớp, đặc biệt là vị trí ba đỉnh hấp thụ. Ngoài vùng tần số cộng hưởng, sự sai khác nhỏ giữa phổ hấp thụ mô phỏng và thực nghiệm cũng đã được dự đoán là do sai số trong quá trình chế tạo cũng như đo đạc. Để tìm hiểu rõ hơn về cơ chế vật lý của cấu trúc MPA bất đối xứng trong trường hợp này, sự phân bố dòng điện cảm ứng xuất hiện trên bề mặt hai lớp kim loại mặt trước và mặt sau được khảo sát ứng với hai trường hợp d=0 và d=1 mm, như quan sats trên Hình 3.22. Khi cấu trúc ở trạng thái đối xứng, d=0, dòng điện cảm ứng tại mặt trước và mặt sau là đối song, là minh chứng cho sự xuất hiện cộng hưởng từ. Do đó, có thể khẳng định rằng cơ chế của đỉnh hấp thụ tại 11,4 GHz xuất phát từ cộng hưởng từ cơ bản xảy ra bên trong cấu trúc chữ X đối xứng. Khi d=1mm, do chúng ta vẫn quan sát thấy dòng điện cảm ứng đối song trên hai bề mặt lớp kim loại, nên có thể nhận xét rằng cộng hưởng từ đóng vai trò quyết định đến sự hình thành hai đỉnh hấp thụ mới. Tuy nhiên, ứng với mỗi tần số hấp thụ, sự phân bố của các dòng cảm ứng trong ba trường hợp trên là khác nhau. Tại tần số hấp thụ đầu tiên của cấu trúc bất đối xứng, dòng điện cảm ứng định xứ chủ yếu trên phần dài hơn của thanh kim loại đã bị dịch và tại trung tâm thanh kim loại cố định [Hình 3.22(a)]. Đối với tần số hấp thụ tại 17,1 GHz, dòng điện được cảm ứng trên phần ngắn hơn của thanh kim 69 loại bị dịch và tại trung tâm thanh kim loại cố định, như quan sát trên Hình 3.22(b). Đặc biệt trong trường hợp hấp thụ tại 11,6 GHz, dòng điện cảm ứng chỉ tập trung chủ yếu trên thanh kim loại cố định. Sự phân bố này là tương tự trong trường hợp cấu trúc ở trạng thái đối xứng. Hơn nữa, khi so sánh quãng đường hiệu dụng mà điện tích cảm ứng di chuyển trong từng trường hợp, chúng ta cũng có thể dự đoán rằng trạng thái bất đối xứng đã tạo ra sự chênh lệch về độ tự cảm hiệu dụng khi cấu trúc bị kích thích hoạt động ở các tần số khác nhau, dẫn tới các cộng hưởng từ nội tại khác nhau. Đây cũng là ý tưởng chính khi chúng tôi thiết kế cấu trúc này. Hình 3.22. Sự phân bố của dòng điện cảm ứng trên hai bề mặt kim loại của cấu trúc chữ X bất đối xứng (d = 1,0 mm) tương ứng tại các tần số cộng hưởng (a) 9,7, (b) 11,6 và (c) 17,1 GHz. (d) Sự phân bố của dòng điện cảm ứng trên hai bề mặt kim loại của cấu trúc chữ X đối xứng (d = 0) tại tần số hấp thụ 11,4 GHz. Để quan sát rõ hơn về sự đóng góp của các cộng hưởng từ để đạt được hấp thụ ba đỉnh, sự phân bố của từ trường cảm ứng được mô phỏng tại các tần số hấp thụ trong Hình 3.23. Kết quả đều cho thấy cường độ cực đại của từ trường cảm ứng chỉ được quan sát tại các tần số hấp thụ. Đây chính là minh chứng trực tiếp của các cộng hưởng từ. Bên cạnh đó, sự phân bố của từ trường cảm ứng cũng tỷ lệ với độ tự cảm 70 hiệu dụng trong cộng hưởng từ. Dễ thấy, từ trưởng cảm ứng có cường độ cực đại định xứ tại vị trí ứng với phần dài hơn (hoặc ngắn hơn) của thanh kim loại dịch chuyển và thanh kim loại cố định sẽ tương ứng với tần số hấp thụ đạt được tại 9,7 GHz (hoặc 17,1 GHz) và 11,6 GHz. Hình 3.23. Phân bố từ trường cảm ứng trong trường hợp cấu trúc bất đối xứng (d = 1,0 mm) tương ứng với các tần số (a) 9,7, (b) 11,6 và (c) 17,1 GHz. (d) Phân bố từ trường cảm ứng trong trường hợp cấu trúc bất đối xứng (d = 0) tại tần số hấp thụ 11,4 GHz. 3.5. Kết luận Trong chương này, chúng tôi đã đề xuất và chứng minh thành công một phương pháp hiệu quả để tạo ra sự hấp thụ đa đỉnh trong vùng tần số GHz. Đầu tiên, chúng tôi thiết kế và tối ưu các cấu trúc đơn đỉnh và bằng việc phá vỡ tính đối xứng của chúng, các đỉnh hấp thụ mới xuất hiện đều dựa trên cộng hưởng từ (đối với mô hình MPA bất đẳng hướng) và tương tác trường gần của các cộng hưởng (đối với mô hình MPA đẳng hướng). Các kết quả trên đều được kiểm chứng bằng phương pháp tính toán mô hình mạch điện tương đương LC, mô phỏng bằng phần mềm CST và đo đạc thực nghiệm. Các kết quả này được kì vọng sẽ mở ra một cách tiếp cần mới đơn giản và hiệu quả hơn cho quá trình tạo ra hấp thụ dải rộng cho các nghiên cứu tiếp theo. 71 CHƯƠNG 4. MỞ RỘNG DẢI HẤP THỤ SÓNG ĐIỆN TỪ BẰNG CÁCH TÍCH HỢP POLYMER DẪN 4.1. Mở rộng dải tần số hấp thụ của MPA dựa trên việc tích hợp vật liệu polymer dẫn Với mục tiêu tạo ra vật liệu biến hoá hấp thụ sóng điện từ dải rộng với cấu trúc đơn giản và dễ chế tạo hơn, NCS đề xuất một mô hình MPA mới với sự trang bị vai trò “chủ động” cho lớp thứ ba (thường là lớp kim loại liên tục) của MPA bất đẳng hướng. Ý tưởng này dẫn chúng ta đến kỳ vọng về một loại MPA bất đẳng hướng thế hệ mới, hấp thụ dải rộng với cấu trúc phẳng và tích hợp linh hoạt nhiều loại vật liệu. Trong đề xuất này, bằng cách tích hợp vật liệu có độ dẫn điện thấp kết hợp cùng với lớp kim loại liên tục, BMPA đề xuất của chúng tôi dự kiến sẽ đáp ứng yêu cầu thực tế, đòi hỏi tới của sóng điện từ rộng và không phụ thuộc vào phân cực. Hình 4.1. (a) Sắp xếp ba chiều của ô đơn vị cho MPA dải tần rộng với sự phân cực của sóng EM. (b) Mẫu chế tạo và độ phóng đại của nó cho mặt trước vàlớp sau của các ô đơn vị 2 × 2. (b) Sắp xếp minh họa cho cấu hình thử nghiệm. Sơ đồ 3 chiều cho một ô cơ sở (kích thước ô cơ sở là a) của BMPA phẳng được trình bày trong Hình 4.1(a). Mặt trên cùng của thiết kế là hai cấu trúc cộng hưởng tròn đồng trục (bán kính của r1 và r2). Trong mô hình này, lớp kim loại liên tục phía sau được thiết kế thay bằng lớp kim loại bị cắt tròn ở trung tâm (đường kính d0). Đây 72 là nơi sẽ tích hợp vật liệu polymer có độ dẫn thấp có vai trò tiêu tán năng lượng của sóng tới. Các tham số hình học được tối ưu hóa của BMPA là: a = 20, r1 = 4,2, r2 = 6,0, w = 1,4 và d0 = 2r0 = 15,0 mm. Lớp điện môi (FR-4) có độ dày t = 0,4 mm. Độ dẫn điện của lớp polymer (polypyrrole) và của lớp kim loại (Đồng) có cùng độ dày 0,036 mm và được thiết kế với độ dẫn điện lần lượt là σ = 0,015 và σc = 5,8 × 107 S/m. Hình 4.1(b) trình bày mẫu mẫu chế tạo tương ứng với kích thước thực tế: 30 mm × 45 mm × 0,4 mm. Đây là kích thước đủ lớn để nhận được đầy đủ búp sóng chính từ ăng ten phát, như yêu cầu trong phép đo thực nghiệm được trình bày trong Chuơng 2. Bề mặt cấu trúc và vật liệu được chế tạo chính xác bởi kỹ thuật mạch in PCB (quy trình quang khắc và tạo bản mỏng). Quá trình đo đạc thực nghiệm được thực hiện như trình bày trong Hình 4.1(c). Hai Ăng-ten tiêu chuẩn được bố trí ở khoảng cách thích hợp (tâm hai ăng-ten đặt cách mẫu 2,0 m) có vai trò phát sóng và ghi nhận các tín hiệu sóng điện từ bị phản xạ từ mẫu BMPA tại các góc tới từ 5° đến 50°. Về cơ bản, ô cơ sơ của BMPA có thể được thiết kế bởi một mạch cộng hưởng (LC). Đối với BMPA được đề xuất, bằng cách tối ưu hóa mạch tương đương LC này, tần số hấp thụ dải kép có thể được điều chỉnh xấp xỉ bởi công thức: , tương ứng với cấu trúc cộng hưởng bên trong và bên ngoài). Tần số cộng hưởng tỷ lệ nghịch với căn bậc hai của độ tự cảm hiệu dụng (Lm) và điện dung hiệu dụng (Cm) [39,63]. Về nguyên tắc, độ tự cảm phụ thuộc rất nhiều vào hình dạng của cấu trúc cộng hưởng, trong khi điện dung hiệu dụng có thể được điều khiển dễ dàng hơn bằng sự tương tác giữa lớp trên cùng và dưới cùng. Đối với đĩa bên trong (m = 1) và vòng ngoài (m = 2), tương ứng, điện dung hiệu dụng có thể được ước tính bằng cách: (4.1) (4.2) ở đó, ε là hằng số điện môi của FR-4 và c1 (c2) là hệ số tính toán nằm trong khoảng từ 0,4 đến 0,5 cho đĩa tròn trung tâm (hoặc cho cấu trúc cộng hưởng kín bên ngoài). 73 Trong trường hợp tính toán đến độ tổn hao Ohmic, trong mô hình mạch tương đương LC, chúng tôi thêm một điện trở nối tiếp (R). Giá trị hiệu dụng của các độ tự cảm (L1, L2) phụ thuộc vào tổng trở (Rm) như sau [71]: (4.3) Trong đó R0 là điện trở trên mỗi đơn vị chiều dài, tỷ lệ nghịch với độ dẫn của kim loại hoặc polymer dẫn. Độ bán rộng (BW) của mỗi mạch LC có thể được ước tính bằng hệ số phẩm chất lượng Qm cho từng loại cấu trúc theo phương trình sau: (4.4) Trong đó, tương ứng là các hệ số phẩm chất liên quan đến tổn hao trong kim loại và điện môi. Để có được sự hấp thụ tuyệt đối, điều kiện cộng hưởng nội tại xảy ra bên trong BMPA phải đồng thời tại vị trí xảy ra hiện tượng phối hợp trở kháng hoàn hảo, . Dựa trên thông số phản xạ và truyền qua, trở kháng hiệu dụng được xác định thông qua công thức [72]: (4.5) Trong sự đánh giá độ rộng của dải tần số hấp thụ, chúng ta có thể sử dụng hệ số FBW (Fractional Band Width). Đại lượng này là độ rộng băng thông tính theo phân số: (4.6) Trong đó, fhigh và flow là vị trí tần số cao nhất và thấp nhất đạt giá trị hấp thụ trên 90%. Để quan sát vị trí phối hợp trở kháng, phần thực và phần ảo của trở kháng hiệu dụng được tính toán và trình bày trong Hình 4.2(a). Rõ ràng, phần thực và phần ảo của trở kháng hiệu dụng nhận giá trị tương ứng là 1,0 và 0 tại tần số 6,5 và 8,2 GHz. Nói cách khác, không có sóng phản xạ giữa BMPA và môi trường xung quanh tại hai dải tần này. Bên cạnh đó, sự chồng chập hai phổ hấp thụ tại hai tần số này mang lại 74 dải tần rộng hấp thụ trên 90% (vùng màu cam) từ 5,4 đến 9,1 GHz (FBW = 51,0%). Đặc biệt, độ dày của BMPA là rất mỏng so với bước sóng hoạt động: t = λ/82 (λ là bước sóng tại tần số cộng hưởng thấp nhất). Giá trị này nhỏ hơn giá trị được công bố trong các công trình trên các tạp chí uy tín trước đây [72,78,110]. Hình 4.2. (a) Phần thực và phần ảo của trở kháng hiệu dụng được tính toán của BMPA được đề xuất. (b) Nguyên lý kết hợp các cấu trúc đĩa tròn phía trong và vòng cộng hưởng kín phía ngoài dẫn đến sự hấp thụ dải tần rộng. Vùng màu cam hiển thị dải tần với độ hấp thụ trên 90%. Phân bố của dòng điện cảm ứng trên các bề mặt kim loại mặt trước và mặt sau ở tần số cộng hưởng cho cùng một ô cơ sở, chỉ chứa (c) vòng cộng hưởng kín phía ngoài và (d) cấu trúc đĩa tròn phía trong. Để đánh giá tổng thể về cơ chế hoạt động của BMPA, sự phụ thuộc của độ hấp thụ vào từng cấu trúc cộng hưởng được nghiên cứu riêng biệt, như quan sát trong 75 Hình 4.2(b) -4.2(d). Dễ thấy, phổ hấp thụ dải rộng (đường cong màu xanh) được thay thế bằng một đỉnh đơn tại 6,5 GHz với độ hấp thụ 98% (hoặc 8,2 GHz với độ hấp thụ 85%) trong trường hợp cấu trúc ô cơ sở chỉ gồm vòng cộng hưởng kín phía ngoài (hoặc ô cơ sở chỉ là cấu trúc đĩa tròn). Rõ ràng, do sự có mặt của lớp dẫn điện thấp trên tấm phía sau, dải tần phổ hấp thụ cho mỗi trường hợp đã được tăng cường đáng kể (các đường cong màu đỏ và màu xanh lá cây), rộng hơn so với trường hợp các MPA thông thường khác. Cụ thể hơn, sự phụ thuộc của dải tần số hấp thụ rộng vào các thành phần tổn hao (Rm) của mạch LC có thể được hiểu bởi các phương trình (4.3) và (4.4). Do đó, có thể kết luận rằng, sự chồng chập của hai phổ hấp thụ cơ bản đối của hai cấu trúc cộng hưởng riêng lẻ chính là nguồn gốc của phổ hấp thụ dải rộng. Đặc biệt, dựa trên kết quả phân bố dòng điện cảm ứng (dòng điện đối song của mặt trước và mặt sau cấu trúc), trong Hình 4.2(c) và 27(d), chúng ta cũng có thể kết luận rằng hai cộng hưởng đều là cộng hưởng từ. Nói cách khác, phổ hấp thụ dải rộng với độ hấp thụ trên 90% đạt được là sự kết hợp đồng thời giữa hai cộng hưởng từ cơ bản và sự phối hợp trở kháng hoàn hảo ở 6,5 và 8,2 GHz. Hình 4.3 trình bày kết quả mô phỏng sự phụ thuộc của tần số hấp thụ vào các thông số hình học quan trọng (r0 và t). Khi r0 tăng từ 7,0 lên 8,0 mm, trong khi các tham số khác là không thay đổi, đỉnh hấp thụ tại tần số thấp và cao đều bị dịch đỏ tương ứng: từ 6,83 đến 5,76 GHz và từ 8,43 đến 8,5 GHz. Sự khác biệt nhỏ trong sự dịch chuyển của hai đỉnh này dẫn đến sự thay đổi của FBW từ 40,5% (tại r0 = 7,0 mm) thành 68,7% (tại r0 = 8,0mm). Tương tự trong trường hợp thay đổi t từ 0,2 đến 0,7 mm, trong khi bán kính r0 được cố định tại 7,5 mm, sự dịch đỏ cũng gây ra sự tách biệt rõ ràng hơn giữa hai đỉnh hấp thụ [Hình 4.3(b)]. Kết quả này đề xuất một phương pháp hiệu quả để có thể điều khiển tính chất hấp thụ của BMPA được đề xuất bằng cách thay đổi bán kính của đĩa có độ dẫn thấp hoặc độ dày của lớp điện môi, từ các phương trình (4.1) - (4.3). Các giá trị tăng của r0 hoặc t làm cho độ tự cảm hoặc điện dung hiệu dụng trong mạch LC tương đương tăng lên. Sự thay đổi này là nguồn gốc của sự dịch đỏ của tần số hấp thụ như quan sát trong Hình 4.3. 76 Hình 4.3. Tần số hấp thụ mô phỏng theo (a) bán kính của đĩa có độ dẫn thấp (ro) và (b) độ dày của FR-4 (t). Hình 4.4. Hoạt động ổn định của BMPA phạm vi góc tới của sóng điện từ rộng. (a) Phổ hấp thụ mô phỏng và (b) thực nghiệm theo góc tới của sóng điện từ trong trường hợp phân cực TE. (c) Mô phỏng sự phụ thuộc của độ hấp thụ vào góc tới của sóng điện từ trong trường hợp phân cực TM. 77 Hình 4.5. Phổ hấp thụ (a) mô phỏng và (b) thực nghiệm của cấu trúc BMPA trong trường hợp thay đổi góc phân cực của sóng điện từ. Hình 4.6. Mô phỏng sự phụ thuộc của phổ hấp thụ khi thay đổi góc phân cực của sóng điện từ tại góc tới 200, 400 và 500 trong trường hợp TE và TM. 78 Nhìn chung, hầu hết các BMPA gần đây phụ thuộc rất nhiều vào góc phân cực của sóng tới. Để đánh giá lợi thế của BMPA đề xuất, chúng tôi cũng khảo sát sự phụ thuộc của độ hấp thụ vào góc tới (θ) cho cả hai trường hợp phân cực TE và TM, như được trình bày trong Hình 4.4. Bằng cách thay đổi góc tới trong trường hợp phân cực TE, phổ hấp thụ mô phỏng cho thấy giá trị FBW = 51% (tại góc tới bằng 0) bị suy yếu nhẹ xuống còn 32,8% ở góc tới θ = 50° [Hình 4.4(a)]. Cụ thể, Hình 4.4(b) xác nhận sự phù hợp tốt giữa kết quả của phổ hấp thụ đo đạc của mẫu chế tạo với phổ mô phỏng. Khi θ = 5°, độ hấp thụ lớn hơn 90% từ 5,7 đến 9,1 GHz (FBW = 46%). Tại θ = 50 °, độ hấp thụ vẫn duy trì ở mức 90% từ 6,07 đến 8,41 GHz (FBW = 32,3%). Lưu ý rằng, sai số giữa kết quả đo đạc và mô phỏng đã được dự đoán do sự không hoàn hảo trong chế tạo mẫu và nhiễu giữa hai ăng ten gây ra khẩu độ giữa chúng lớn. Chúng ta cũng có thể quan sát thấy một kết quả đáng chú ý trong trường hợp phân cực TM, giá trị của FBW mô phỏng tiếp tục tăng lên cao hơn 76% khi góc tới sóng điện từ là θ = 50°, như trình bày trong Hình 4.4(c). Đặc biệt hơn, bằng cách sử dụng lợi thế từ cấu trúc đối xứng, BMPA thể hiện các đặc tính không nhạy với bất kỳ góc phân cực nào của sóng điện từ, như kết quả trình bày trong Hình 4.5. Mô phỏng đã cho thấy phổ hấp thụ trên dải rộng không thay đổi đối với góc phân cực từ 0 đến 90°. Nói cách khác, giá trị 51% của FBW được bảo toàn cho tất cả các góc phân cực của sóng điện từ, như quan sát trong Hình 4.5(a). Tương ứng, độ hấp thụ thực nghiệm cũng được ghi nhận với giá trị đạt trên 90% từ 5,7 đến 9,1 GHz (FBW = 46%) cho các góc phân cực 0, 45° và 90° [Hình 4.5(b)]. Ảnh hưởng góc phân cực đối với một số góc tới tùy ý (θ = 20°, 40° và 50°) cũng được mô phỏng như trong Hình 4.6. Mặc dù có những thay đổi nhỏ về phổ hấp thụ ở tần số cao (trên 9,5 GHz), vùng tần số có độ hấp thụ cao (trên 90%) vẫn không phụ thuộc vào góc phân cực trong cả hai trường hợp TE và TM, như trình bày trên Hình 4.6. Có thể kết luận rằng, lợi thế về sự hoạt động ổn định dưới góc tới rộng và không phụ thuộc phân cực của sóng điện từ của mô hình đề xuất sẽ là tiền đề quan trọng cho các ứng dụng trong thực tiễn. 79 4.2. Mở rộng dải tần số hấp thụ của MPA bằng cách thay thế hoàn toàn cấu trúc kim loại bởi vật liệu polymer dẫn Hình 4.7. (a) Cấu trúc nguyên tử Meta 3 chiều với sự phân cực của sóng điện từ và (b) phổ hấp thụ tương ứng của BMPA được đề xuất. Dải màu xanh biểu thị vùng tần số bị hấp thụ trên 90%. Hình 4.8. Phân bố 3 chiều của dòng điện cảm ứng bề mặt trong kích thước 2x2 của các ô cơ sở tại tần số (a) 15,3 và (b) 20,1 GHz. Khác với mô hình trình bày ở trên, NCS tiếp tục đề xuất mô hình mới với sự thay thế hoàn toàn lớp kim loại thứ nhất bằng vật liệu Polymer dẫn. Hình 4.7(a) trình bày một ô cơ sở của BMPA bao gồm ba lớp: polymer-điện môi-kim loại. Tại vị trí trung tâm của lớp điện môi bị khoét bởi bốn hình trụ (bán kính và chiều cao tương ứng là r và h). Vị trí này sẽ được được lấp đầy hoàn toàn bằng vật liệu polymer dẫn 80 điện (𝜎 = 150 S /m). Các tham số hình học được tối ưu hóa của BMPA được đề xuất là: a = 6, r = 0,8 và h = 1,8 mm. Lớp điện môi FR-4 có độ dày t = 2,0 mm và hằng số điện môi 4,3. Lớp kim loại liên tục dưới cùng là Đồng (độ dày tm = 0,036 mm) với độ dẫn điện σc = 5,8x107 S/m. Ý tưởng chính của thiết kế này đó là sự kết hợp hai cộng hưởng từ cơ bản (được tạo ra bởi sự tương tác giữa bề mặt trên và dưới, đồng thời là sự tương tác giữa các cấu trúc cộng hưởng đứng liền kề) khi đặt trong điều kiện kết hợp trở kháng hoàn hảo ở tần số vi sóng. Hình 4.9. Phân bố 3 chiều mật độ năng lượng tổn hao trong kích thước 2x2 ô cơ sở tại tần số (a) 15,3 và (b) 20,1 GHz. Hình 4.10. Phổ hấp thụ mô phỏng của BMPA theo (a) chiều cao của cấu trúc polymer và (b) góc tới của sóng EM. 81 Như quan sát trong Hình 4.7(b), hai đỉnh hấp thụ gần như tuyệt đối (độ hấp thụ 99,99%) đã xuất hiện ở tần số 15,3 và 20,1 GHz (đường cong màu đỏ). Do đó, tính chất hấp thụ trên dải tần số rộng với tỷ lệ hấp thụ trên 90% (dải màu xanh lá cây) đã đạt được từ 13,52 đến 22,18 GHz. Trong dải này, FBW thu được là 48,5%. Để hiểu cơ chế của BMPA, chúng tôi đã mô phỏng sự phân bố dòng điện bề mặt (chảy trên cấu trúc polymer và lớp dưới cùng) tại hai đỉnh cộng hưởng này. Như được hiển thị trong Hình 4.8(a), ở cực đại hấp thụ (15,3 GHz), cộng hưởng từ được tạo nên bởi dòng điện bề mặt đối song cảm ứng giữa lớp kim loại phía sau và bề mặt vật liệu biến hóa gần nhất. Trong khi đó, các dòng bề mặt cảm ứng khác được tập trung xung quanh các vách đối diện của hai cấu trúc polymer liền kề (dọc theo hướng H) ở 20,1 GHz, như được trình bày trong Hình 4.8(b). Do sự xuất hiện tương tác giữa hai cấu trúc cộng hưởng có chiều dài h (theo hướng truyền sóng k) bên trong lớp FR-4 nên hai phổ hấp thụ chồng chập lên nhau. Hệ quả là độ rộng của dải hấp thụ được tăng cường và rộng hơn các BMPA sử dụng cấu trúc phẳng khác. Lập luận này cũng được khẳng định thông qua các vị trí tương ứng có mật độ năng lượng tổn hao lớn ở các đỉnh hấp thụ tại tần số thấp và cao, như quan sát trong Hình 4.9. Lưu ý rằng, trong trường hợp này, tổn hao điện môi cũng đóng vai trò đáng kể đối với sự tiêu tán hoàn toàn năng lượng của sóng điện từ chiếu tới BMPA. Sự thay đổi của hấp thụ mô phỏng phụ thuộc vào chiều cao của polymer dẫn (h) và góc tới của sóng điện từ được trình bày tương ứng trong Hình 4.10(a) và 4.10(b). Thứ nhất, khi h được tăng từ 1,5 đến 1,8 mm (trong khi các tham số khác được cố định), đỉnh hấp thụ tại vị trí tần số thấp bị dịch xanh từ 14,32 đến 15,3 GHz. Ngược lại, đỉnh hấp thụ tại tần số cao bị dịch đỏ từ 23,88 đến 20,1 GHz. Nói cách khác, thay đổi này dẫn đến giá trị rộng nhất của dải hấp thụ (FBW = 48,5%) khi h = 1,8 mm. Khi h = 1,9 mm, hai đỉnh hấp thụ trên gần như trùng nhau. Sự thay đổi này cũng ảnh hưởng đến điểm phối hợp trở kháng tại tần số cộng hưởng thấp, điều này dẫn tới độ hấp thụ giảm (dưới 90%). Cuối cùng, BMPA đề xuất cũng đã thể hiện sự hấp thụ ổn định trên dải tần rộng dưới nhiều góc tới khác nhau trong sự phân cực TE của sóng điện từ, như được trình bày trong Hình 4.10(b). Cụ thể, khi góc tới tăng từ 0 đến 40o, dải tần số rộng với độ hấp thụ trên 90% vẫn không thay đổi. Điều này cũng xác nhận rằng giá trị 48,5% của FBW được đảm bảo tốt theo góc rộng của sóng điện từ chiếu tới. 82 4.3. Kết luận Trong chương này, chúng tôi trình bày kết quả nghiên cứu tích hợp và thay thế các thành phần kim loại trong cấu trúc MPA truyền thống bằng vật liệu polymer có độ dẫn thấp. Sự trang bị thêm thành phần tổn hao mạnh trong cấu trúc truyền thống để đạt được hấp thụ rộng cũng là một hướng đi có tiềm năng, tiến tới chế tạo được các vật liệu biến hoá có cấu trúc đơn giản, dễ chế tạo và có tính năng đàn hồi. Các kết quả này làm nền tảng quan trọng trong cho các nghiên cứu tiếp theo để ứng dụng tích hợp vật liệu biến hóa trong các thiết bị điện tử hoạt động ổn định dưới sự điều khiển bằng các tác động ngoại vi đa chức năng như: cảm biến nhiệt độ, ánh sáng và điện từ trường. 83 KẾT LUẬN CHUNG Luận án “Nghiên cứu chế tạo vật liệu hấp thụ băng tần rộng vùng tần số GHz trên cơ sở vật liệu biến hóa (metamaterials)” đã được thực hiện tại Học viện Khoa học và Công nghệ và Viện Khoa học Vật liệu, Viện Hàn lâm Khoa học và Công nghệ Việt Nam. Những kết quả nghiên cứu liên quan đến luận án đã được công bố và đang chờ phản biện trên 06 tạp chí quốc tế và quốc gia (trong đó 04 bài báo đã đăng trên tạp chí ISI), 02 bài đăng trên kỷ yếu hội thảo khoa học chuyên ngành. Các kết quả của luận án có một số đóng quan trọng cho nghiên cứu về Khoa học vật liệu nói chung và Vật liệu biến hóa nói riêng như sau: 1. Đã nghiên cứu và trình bày nền tảng cơ sở lý thuyết về vật liệu biến hóa hấp thụ sóng điện từ để xây dựng các mô hình hoạt động đa đỉnh và dải rộng trong vùng tần số từ 2-18 GHz. Các đỉnh hấp thụ được tối ưu trong luận án này chủ yếu dựa trên hai loại cộng hưởng: cộng hưởng điện (xuất hiện trong cấu trúc đẳng hướng) và cộng hưởng từ (xuất hiện trong cấu trúc bất đẳng hướng). 2. Đã đề xuất và khảo sát tính chất điện từ của các MPAs bất đối xứng hoạt động đa đỉnh. Đối với sự phá vỡ tính chất đối xứng của hai cộng hưởng đồng trục: cả mô phỏng và thực nghiệm đều xác nhận sự tồn tại hai đỉnh hấp thụ tại 14,0 và 16,2 GHz (độ hấp thụ trên 90%) và có thể điều chỉnh được dựa trên khe hẹp của vòng cộng hưởng phía ngoài. Đây là nguyên lý để tạo ra tám đỉnh hấp thụ trên 80% trong vùng tần số từ 12,5 đến 16,2 GHz. Các mô hình bất đối xứng khác cũng tỏ rõ ưu thế khi đạt được độ hấp thụ gần tuyệt đối (100%) trong trường hợp đỉnh kép (tại 13,05 và 13,5 GHz đối với cấu trúc mắt cá) và trường hợp ba đỉnh (tại 9,7, 11,6 và 17,1 GHz đối với cấu trúc chữ X). 3. Lần đầu tiên đề xuất và kiểm chứng bằng thực nghiệm mô hình MPA đỉnh kép và đẳng hướng hoạt động tại tần số 12,8 và 15,5 GHz với độ hấp thụ đều đạt trên 90%. Các kết quả đo đạc thực nghiệm đều đồng nhất với mô phỏng và tính toán lý thuyết. 4. Đề xuất và kiểm chứng mô hình MPA dải rộng mới với sự tích hợp vật liệu Polymer có độ dẫn điện thấp. Với sự cải tiến vai trò “bị động” của lớp thứ ba (thường là lớp kim loại liên tục) trong MPA bất đẳng hướng, độ hấp thụ lớn hơn 90% từ 5,7 đến 9,1 GHz (FBW = 46%) đã được bảo toàn trong cả mô phỏng cũng như thực nghiệm (dưới 84 điều kiện góc tới tăng lên đến 400 và đối với mọi góc phân cực của sóng điện từ). Khi thay thế hoàn toàn cấu trúc kim loại mặt trước bằng Polymer (đối với mô hình cấu trúc 4 hình trụ), dải tần số hấp thụ rộng hiện tại đạt giá trị FBW=48,5% khi góc tới của sóng điện từ tăng từ 0 đến 40o. Luận án đã hoàn thành các mục tiêu đặt ra trong việc: Xây dựng nền tảng lý thuyết về liệu biến hóa hấp thụ sóng điện từ hoạt động đa đỉnh và dải rộng trong vùng tần số từ 2-18 GHz theo hai mô hình đẳng hướng và bất đẳng hướng; Đề xuất mô hình vật liệu biến hóa mới các mô hình MPA đa đỉnh và dải rộng có cấu trúc đơn giản và không phụ thuộc vào sự phân cực của sóng điện từ; Làm rõ cơ chế hấp thụ của các mô hình đã tối ưu để chế tạo cũng như kiểm chứng các kết quả mô phỏng với các phép đo thực nghiệm chính xác tại Viện khoa học vật liệu. 85 HƯỚNG NGHIÊN CỨU TIẾP THEO 1. Tiếp tục đề xuất và tối ưu cấu trúc MPAs bất đẳng hướng hoạt động dải tần số rộng sử dụng hiệu ứng bất đối xứng. Phương pháp này có thể đạt được dựa trên việc tích hợp vật liệu Polymer có độ dẫn thấp vào trong cấu trúc bất đối xứng. Đây cũng chính là hướng nghiên cứu mới có tiềm năng ứng dụng cao do cấu trúc đơn giản, chi phí chế tạo rẻ và công nghệ chế tạo phù hợp với điều kiện nghiên cứu tại Việt Nam. 2. Nghiên cứu mở rộng dải tần số hấp thụ của MPAs đẳng hướng bằng các mô hình tương tác như lai hóa hoặc tích hợp các thiết bị điện tử ngoại vi (tụ điện, cuộn cảm và điện trở). 3. Nghiên cứu cơ chế “Mở – Tắt” trong MPAs đẳng hướng (cho phép hấp thụ hoặc truyền qua tại các tần số tiêu chuẩn) bằng cách tích hợp các đi-ốt bán dẫn. 4. Nghiên cứu điều khiển tính chất hấp thụ đa đỉnh hoặc dải rộng của vật liệu biến hóa bằng cách pha tạp các hạt nano từ tính, định hướng cho các cảm biến y sinh. 86 DANH MỤC CÁC CÔNG TRÌNH ĐÃ CÔNG BỐ CỦA LUẬN ÁN [1] Dinh Qui Vu, Dinh Hai Le, Hong Tiep Dinh, Thi Giang Trinh, Liyang Yue, Dac Tuyen Le, Dinh Lam Vu, “Broadening the absorption bandwidth of metamaterial absorber by coupling three dipole resonances,” Physica B 532, 90–94 (2018). [2] D. H. Tiep, B. X. Khuyen, B. S. Tung, Y. J. Kim, J. S. Hwang, V. D. Lam, and Y. P. Lee, “Enhanced-bandwidth perfect absorption based on hybrid metamaterial,” Optical Materials Express 8, 2751-2759 (2018). [3] Pham The Linh, Dinh Hong Tiep, Le Dinh Hai, Bui Xuan Khuyen, Bui Son Tung, Dang Hong Luu, Anh Duc Phan, Le Dac Tuyen, and Vu Dinh Lam, “Dual-band isotropic metamaterial absorber based on near-field interaction in the Ku band,” Current Applied Physics 20, 331-336 (2020). [4] Le Dinh Hai, Vu Dinh Qui, Tiep Hong Dinh, Pham Hai, Trinh Thị Giang, Tran Manh Cuong, Bui Son Tung, and Vu Dinh Lam, “Dual-Band Perfect Absorption by Breaking the Symmetry of Metamaterial Structure,” Journal of Electronic Materials 46, 3757 (2017). [5] Dinh Hong Tiep, Bui Son Tung, Bui Xuan Khuyen, and Vu Dinh Lam, “Multi- band perfect absorption induced by breaking the symmetry of metamaterial structure,” Vietnam Journal of Science and Technology 57, 477-483 (2019). [6] Dinh Hong Tiep, Le Danh Phuong, Bui Xuan Khuyen, Bui Son Tung, Do Thuy Chi, Vu Thi Hong Hanh, Nguyen Thi Hien, Nguyen Thanh Tung, and Vu Dinh Lam, “Optimization for broadband metamaterial perfect absorber integrated conductive-polymer”, The 9th International Workshop On Advanced Materials Science and Nanotechnology, MEP-P30, 143 (2018). [7] Dinh Hong Tiep, Nguyen Van Ngoc, Bui Son Tung, Bui Xuan Khuyen, YoungPak Lee and Vu Dinh Lam, “Near-field coupling of split-ring resonators for dual-band far-infrared metamaterial absorber”, The 9th International Workshop On Advanced Materials Science and Nanotechnology, MEP-O17, 143 (2018). 87 TÀI LIỆU THAM KHẢO [1] V. G. Veselago, “The electrodynamics of substances with negative ε and μ”, Sov. Phys. Usp. 10, 509 (1968). [2] R. W. Ziolkowski, "Pulsed and CW Gaussian beam interactions with double negative metamaterial slabs", Opt. Express 11, 662 (2003). [3] J. Chen, Y. Wang, B. Jia, T. Geng, X. Li, L. Feng, W. Qian, B. Liang, X. Zhang, and M. Gu, “Observation of the inverse Doppler effect in negative-index materials at optical frequencies”, Nat. Photonics 5, 239 (2011). [4] Z. Duan, B.-I. Wu, S. Xi, H. Chen, M. Chen, “Research progress in reversed Cherenkov radiation in double-negative Metamaterials”, Progress in electromagnetics research, PIER 90, 75 (2009). [5] N. Fang, H. Lee, C. Sun, X. Zhang, “Sub–diffraction-limited optical imaging with a silver superlens”, Science 308, 534–537 (2005). [6] J. B. Pendry, D. Schurig, D. R. Smith, “Controlling electromagnetic fields”, Science 312, 1780 (2006). [7] J. Bonache, I. Gil, J. Garcia-Garcia, F. Martin, "Novel microstrip bandpass filters based on complementary split-ring resonators", IEEE Trans. Mi-cro. Theory Tech. 54, 265 (2006). [8] H. J. Lee, J. G. Yook, "Biosensing using split-ring resonators at mi-crowave regime", Appl. Phys. Lett. 92, 254103 (2008). [9] K. George, X. Aggelos, S. Alexandros, M. Vamvakaki, M. Farsari, M. Kafesaki, C. M. Soukoulis, E. N. Economou, "Three-Dimensional Infrared Metamaterial with Asymmetric Transmission", ACS Photonics, 2, 287 (2015). [10] L. Parke, I. R. Hooper, E. Edwards, N. Cole, I. J. Youngs, A. P. Hibbins and J. R. Sambles, “Independently controlling permittivity and diamagnetism in broadband, low-loss, isotropic metamaterials at GHz frequencies”, Appl. Phys. Lett. 106, 101908 (2015). [11] D. Shrekenhamer, W. C. Chen, W. J. Padilla, “Liquid Crystal Tunable Metamaterial Absorber”, Phys. Rev. Lett. 110, 177403 (2013). [12] S. Zhang, D. A. Genov, Y. Wang, M. Liu, X. Zhang, “Plasmon-Induced Transparency in Metamaterials”, Phys. Rev. Let. 101, 047401 (2008). 88 [13] M. Johnson, A. Bily, N. Kundtz, “Predictive Modeling of Far-Field Pattern of a Metamaterial Antenna”, IEEE 978-1-4799-3452-2/14, 352 (2014). [14] X. Zhao, K. Fan, J. Zhang, H. R. Seren, G. D. Metcalfe, M. Wraback, R. D. Averitt, X. Zhang, “Optically tunable metamaterial perfect absorber on highly flexible substrate”, Sens. Actuator A-Phys. 231, 74 (2015). [15] T. Deng, R. Huang, M.-C. Tang, P. K. Tan, “Tunable reflector with active magnetic metamaterials”, Opt. Express 22, 6287 (2014). [16] N. Landy, S. Sajuyigbe, J. Mock, D. Smith, W. Padilla, “Perfect metamaterial absorber”, Phys. Rev. Lett. 100, 207402 (2008). [17] B. A. Munk, Frequency Selective Surfaces: Theory and Design, Wiley- Interscience, New York (2000). [18] Y. Zhang, J. Duan, B. Zhang, W. Zhang, W. Wang, “A flexible metamaterial absorber with four bands and two resonators”, J. Alloys. Compd. 705, 262-8 (2017). [19] W. Wang, K. Wang, Z. Yang, J. Liu, “Experimental demonstration of an ultraflexible metamaterial absorber and its application in sensing”, J. Phys. D: Appl. Phys. 50, 135108 (2017). [20] X. L. Liu, T. Tyler, T. Starr, A. F. Starr, N. M. Jokerst, W. J. Padilla, “Taming the blackbody with infrared metamaterials as selective thermal emitters”, Phys. Rev. Lett. 107, 045901 (2011). [21] T. S. Bui, T. D. Dao, L. H. Dang, L. D. Vu, A. Ohi, T. Nabatame, Y.P. Lee, T. Nagao and C. V. Hoang., “Metamaterial-enhanced vibrational absorption spectroscopy for the detection of protein molecules”, Sci. Rep. 6, 32123 (2016). [22] Y. Okano, S. Ogino, K. Ishikawa, “Development of optically transparent ultrathin microwave absorber for ultrahigh-frequency RF identification system”, IEEE Trans. Microwave Theory Tech. 60, 2456 (2012). [23] S. Yagitani, K. Katsuda, M. Nojima, Y. Yoshimura, H. Sugiura, “Imaging radio- frequency power distributions by an EBG absorber”, IEICE Trans. Commun. E94-B, 2306 (2011). [24] F. Costa, S. Genovesi, A. Monorchio, “A chipless RFID based on multiresonant high-impedance surfaces”, IEEE Trans. Microwave Theory Tech. 61, 146 (2013). 89 [25] F. Costa, S. Genovesi, A. Monorchio, G. Manara, “Low-cost metamaterial absorbers for sub-GHz wireless systems”, IEEE Antennas Wireless Propag. Lett. 13, 27 (2014). [26] Y. J. Yoo, H. Y. Zheng, Y. J. Kim, J. Y. Rhee, J.-H. Kang, K. W. Kim, H. Cheong, Y. H. Kim, Y. P. Lee, “Flexible and elastic metamaterial absorber for low frequency, based on small size unit cell”, Appl. Phys. Lett. 105, 041902 (2014). [27] W. Zuo, Y. Yang, X. He, D. Zhan, Q. Zhang, “A miniaturized metamaterial absorber for ultrahigh-frequency RFID system”, IEEE Antennas Wireless Propag. Lett. PP(99), 1 (2016). [28] Đỗ Thành Việt, “Nghiên cứu chế tạo và tính chất hấp thụ tuyệt đối sóng viba của vật liệu meta (metamaterials)”, Luận án Tiến sĩ, Trường Đại học Bách khoa Hà Nội (2015). [29] Phạm Thị Trang, “Nghiên cứu khả điều khiển tần số và biên độ cộng hưởng của vật liệu biến hóa (metamaterial)”, Luận án Tiến sĩ, Học viện Khoa học và Công nghệ (2017). [30] Đặng Hồng Lưu, “Nghiên cứu vật liệu biến hóa (metamaterials) hấp thụ sóng điện từ ở vùng tần số THz”, Luận án Tiến sĩ, Học viện Khoa học và Công nghệ (2018). [31] N. T. Tung, B. S. Tung, P. Lievens, E. Janssens, V. D. Lam, “Broadband negative permeability using hybridized metamaterials: Characterization, multiple hybridization, and terahertz response,” J. Appl. Phys. 116, 083104 (2014). [32] D. T. Viet, N. V. Hieu, V. D. Lam, N. T. Tung, “Isotropic metamaterial perfect absorbers,” Appl. Phys. Express 8, 032001 (2015). [33] D. T. Anh, D. T. Viet, P. T. Trang, N. M. Thang, H. Q. Quy, N. V. Hieu, V. D. Lam, N. T. Tung, “Taming electromagnetic metamaterials for isotropic perfect absorbers,” AIP Advances 5, 077119 (2015). [34] H. T. Nguyen, Tung S. Bui, Sen Yan, Guy A. E. Vandenbosch, Peter Lievens, Lam D. Vu, Ewald Janssens, “Broadband negative refractive index obtained by plasmonic hybridization in metamaterials,” Appl. Phys. Lett. 109, 221902 (2016). [35] P. T. Trang, B. H. Nguyen, D. H. Tiep, L. M. Thuy, V. D. Lam, N. T. Tung, 90 “Symmetry-breaking metamaterials enabling broadband negative permeability,” J. Elec. Mater. 45, 2547 (2016). [36] B. S. Tung, N. V. Dung, B. X. Khuyen, N. T. Tung, P. Lievens, Y. P. Lee, and V. D. Lam, “Thermally tunable magnetic metamaterial at THz frequencies,” J. Opt. 15, 075101 (2013). [37] N. T. Hien, L. N. Le, P. T. Trang, B. S. Tung, N. D. Viet, P. T. Duyen, N. M. Thang, D. T. Viet, Y. P. Lee, V. D. Lam, N. T. Tung, “Characterization of a thermo-tunable broadband fishnet metamaterial at THz frequencies,” Comp. Mat. Sci. 103, 189 (2015). [38] L. N. Le, N. M. Thang, L. M. Thuy, N. T. Tung, “Hybrid semiconductor- dielectric metamaterial modulation for switchable bidirectional THz absorbers,” Opt. Comm. 383, 244 (2016). [39] D. H. Luu, N. V. Dung, P. Hai, T. T. Giang, V. D. Lam, “Switchable and tunable metamaterial absorber in THz frequencies,” Journal of Science: Advanced Materials and Devices 1, 65-68 (2016). [40] L. D. Hai, V. D. Qui, N. H. Tung, T. V. Huynh, N. D. Dung, N. T. Binh, L. D. Tuyen, V. D. Lam, “Conductive polymer for ultra-broadband, wide-angle, and polarization-insensitive metamaterial perfect absorber,” Optics Express 26, 33253 (2018). [41] D. H. Luu, B. S. Tung, B. X. Khuyen, L. D. Tuyen, V. D. Lam, “Multi-band absorption induced by near-field coupling and defects in metamaterial,” Optik (Stuttg.) 156, 811 (2018). [42] B. S. Tung, B. X. Khuyen, Young Joon Yoo, Joo Yull Rhee, Ki Won Kim, Vu Dinh Lam, and Young Pak Lee, "Reversibly-propagational metamaterial absorber for sensing application," Mod. Phys. Lett. B 32, 1850044 (2018). [43] B. X. Khuyen, B. S. Tung, Y. J. Kim, J. S. Hwang, K. W. Kim, J. Y. Rhee, V. D. Lam, Y.P. Lee, “Ultra-subwavelength thickness for dual/triple-band metamaterial absorber at very low frequency,” Sci. Rep. 8, 11632 (2018). [44] J. B. Pendry, A. J. Holden, W. J. Steward, I. Youngs, "Extremely Low Frequency Plasmons in Metallic Mesostructures", Phys. Rev. Lett. 76, 4773 (1996). [45] J. Pendry, A. Holden, D. Robbins, W. Stewart, “Magnetism from conductors and enhanced nonlinear phenomena,” IEEE Trans. Microw. Theory Tech. 47, 91 2075 (1999). [46] D. Smith, W. J. Padilla, D. Vier, S. C. Nemat-Nasser, S. Schultz, “Composite medium with simultaneously negative permeability and permittivity”, Phys. Rev. Lett. 84, 4184 (2000). [47] C. Soukoulis, M. Wegener, “Past achievements and future challenges in the development of three-dimensional photonic metamaterials,” Nat. Photonics 5, 523–531 (2011). [48] J. B. Pendry, “Negative refraction makes a perfect lens”, Phys. Rev. Lett. 85, 3966 (2000). [49] S. Zhang, W. Fan, N. Panoiu, K. J. Malloy, R. M. Osgood, S. R. J. Bruech, “Experimental demonstration of near-infrared negative-index metamaterials”, Phys. Rev. Lett. 95, 137404 (2005). [50] D. Schurig, J. J. Mock, B. J. Justice, S. A. Cummer, J. B. Pendry, A. F. Starr, and D. R. Smith, “Metamaterial electromagnetic cloak at microwave frequencies”, Science 314, 977 (2006). [51] T. S. Pham, A. K. Ranaweera, V. D. Lam, J.-W. Lee, “Experiments on localized wireless power transmission using a magneto-inductive wave two-dimensional metamaterial cavity”, Appl. Phys. Express 9, 044101 (2016). [52] N. Liu, T. Weiss, M. Mesch, L. Langguth, U. Eigenthaler, M. Hirscher, C. Sönnichsen, “Planar metamaterial analogue of electromagnetically induced transparency for plasmonic sensing”, H. Giessen, Nano Lett. 10, 1103–1107 (2010). [53] N. Liu, M. Mesch, T. Weiss, M. Hentschel, H. Giessen, “Infrared perfect absorber and its application as plasmonic sensor”, Nano Lett. 10, 2342–2348 (2010). [54] B. Reinhard, K. M. Schmitt, V. Wollrab, J. Neu, R. Beigang, M. Rahm, “Metamaterial near-field sensor for deep-subwavelength thickness measurements and sensitive refractometry in the terahertz frequency range”, Appl. Phys. Lett. 100, 221101 (2012). [55] X. Wu, B. Quan, X. Pan, X. Xu, X. Lu, C. Gu, L. Wang, “Alkanethiol- functionalized terahertz metamaterial as label-free, highly-sensitive and specific biosensor”, Biosens. Bioelectron. 42, 626–631 (2013). 92 [56] P. C. Wu, G. Sun, W. T. Chen, K.-Y. Yang, Y.-W. Huang, Y.-H. Chen, H. L. Huang, W.-L. Hsu, H. P. Chiang, Din Ping Tsai, “Vertical split-ring resonator based nanoplasmonic sensor”, Appl. Phys. Lett. 105, 033105 (2014). [57] V. D. Bruggeman, D. A. G., “Berechnung verschiedener physikalischer konstanten von heterogenen substanzen”, Ann. Phys. (Leipzig) 24, 636 (1935). [58] J. Garnett, “Colours in metal glasses and in metallic films”, Phil. Trans. R Soc. Lond. 203, 636 (1904). [59] Th. Koschny, M. Kafesaki, E. N. Economou, C. M. Soukoulis, “Effective Medium Theory of Left-Handed Materials”, Phys. Rev. Lett. 93, 107402 (2004). [60] D. R. Smith, D. C. Vier, T. Koschny, C. M. Soukoulis, “Electromagnetic parameter retrieval from inhomogeneous metamaterials”, Phys. Rev. E 71, 036617 (2005). [61] S. A. Ramakrishna, T. M. Grzegorczyk, “Physics and Applications of Negative refractive index Materials, Taylor & Francis Group, LLC (2009). [62] W. Cai, V. Shalaev, “Optical Metamaterials: Fundamentals and Applications”, Springer, New York (2010). [63] H. Guo, N. Liu, L. Fu, H. Schweizer, S. Kaiser, H. Giessen, “Negative permeability around 630 nm in nanofabricated vertical meander metamaterials”, Phys. Stat. Sol. (b) 244, 1256 (2007). [64] S. Linden, C. Enkrich, M. Wegener, J. Zhou, T. Koschny, C. M. Soukoulis, “Magnetic response of metamaterials at 100 terahertz”, Science 306, 1351 (2004). [65] C. Rockstuhl, F. Lederer, C. Etrich, T. Zentgraf, J. Kuhl, and H. Giessen, “On the reinterpretation of resonances in split-ring-resonators at normal incidence”, Opt. Express 14, 8827 (2006). [66] V. D. Lam, J. B. Kim, N. T. Tung, S. J. Lee, Y. P. Lee, J. Y. Rhee, “Dependence of the distance between cut-wire-pair layers on resonance frequencies”, Opt. Exp. 16, 5934 (2008). [67] J. Zhou, E. N. Economon, T. Koschny, C. M. Soukoulis, "Unifying approach to left-handed material design", Opt. Lett. 31, 3620 (2006). [68] J. D. Jackson, "Classical Electrodynamics”, 3rd ed., Wiley & Sons, New York 93 (1999). [69] G. Duan, J. Schalch, X. Zhao, J. Zhang, R. D. Averitt, X. Zhang, “Identifying the perfect absorption of metamaterial absorbers,” Phys. Rev. B, 97(3), 035128 (2018). [70] S. Bhattacharyya, K. V. Srivastava, “riple band polarization-independent ultra- thin metamaterial absorber using electric field-driven LC resonator”, J. Appl. Phys. 115, 064508 (2014). [71] S. Ghosh, S. Bhattacharyya, Y. Kaiprath, K. V. Srivastava, “Bandwidth- enhanced polarization-insensitive microwave metamaterial absorber and its equivalent circuit model”, J. Appl. Phys. 115, 104503 (2014). [72] P. V. Tuong, J. W. Park, J. Y. Rhee, K. W. Kim, W. H. Jang, H. Cheong, Y. P. Lee, “Polarization-insensitive and polarization-controlled dual-band absorption in metamaterials”, Appl. Phys. Lett. 102, 081122 (2013). [73] F. Ding, Y. Cui, X. Ge, Y. Jin, S. He, “Ultra-broadband microwave metamaterial absorber”, Appl. Phys. Lett. 100, 103506 (2012). [74] H. Wakatsuchi, S. Greedy, C. Christopoulos, J. Paul, “Customised broadband metamaterial absorbers for arbitrary polarization”, Opt. Express 18, 22187 (2010). [75] P. V. Tuong, J. W. Park, V. D. Lam, K. W. Kim, H. Cheong, W. H. Jang, Y. P. Lee, “Simplified perfect absorber structure”, Comput. Mater. Sci. 61, 243 (2012). [76] Y. P. Lee, J. Y. Rhee, Y. J. Yoo, and K. W. Kim, Metamaterials for Perfect Absorption, Springer Series in Materials Science (Springer, Singapore, 2016). [77] Z. Su, J. Yin, X. Zhao, “Terahertz dual-band metamaterial absorber based on graphene/MgF2 multilayer structures”, Opt. Express 23, 1679 (2015). [78] J. W. Park, P. V. Tuong, J. Y. Rhee, K. W. Kim, W. H. Jang, E. H. Choi, L. Y. Chen, Y. P. Lee, “Multi-band metamaterial absorber based on the arrangement of donut-type resonators”, Opt. Express 21, 9691 (2013). [79] Y. J. Yoo, Y. J. Kim, J. S. Hwang, J. Y. Rhee, K. W. Kim, Y. H. Kim, H. Cheong, L. Y. Chen, Y. P. Lee, “Triple-band perfect metamaterial absorption, based on single cut-wire bar”, Appl. Phys. Lett. 106, 071105 (2015). [80] F. Ding, Y. Cui, X. Ge, Y. Jin, S. He, “Ultra-broadband microwave metamaterial 94 absorber”, Appl. Phys. Lett. 100, 103506 (2012). [81] Y. Z. Cheng, Y. Nie, R. Z. Gong, “Design of a wide-band metamaterial absorber based on fractal frequency selective surface and resistive films”, Phys. Scr. 88, 045703 (2013). [82] Y. J. Kim, J. S. Hwang, Y. J. Yoo, B. X. Khuyen, J. Y. Rhee, X. F. Chen, Y. P. Lee, “Ultrathin microwave metamaterial absorber utilizing embedded resistors”, J. Phys. D: Appl. Phys. 50, 405110 (2017). [83] Y. J. Kim, Y. J. Yoo, K. W. Kim, J. Y. Rhee, Y. H. Kim, Y. P. Lee, “Dual broadband metamaterial absorber”, Opt. Express 23, 3861 (2015). [84] D. Ye, Z. Wang, K. Xu, H. Li, J. Huangfu, Z. Wang, and L. Ran, “Ultrawideband dispersion control of a metamaterial surface for perfectly-matched-layer-like absorption”, Phys. Rev. Lett. 111, 187402 (2013). [85] N. V. Dung, P. V. Tuong, Y. J. Yoo, Y. J. Kim, B. S. Tung, V. D. Lam, J. Y. Rhee, K. W. Kim, Y. H. Kim, L. Y. Chen, và Y. P. Lee, “Perfect and broad absorption by the active control of electric resonance in metamaterial”, J. Opt. 17, 045105 (2015). [86] C. Zhang, Q. Cheng, J. Yang, J. Zhao, và T. J. Cui, “Broadband metamaterial for optical transparency and microwave absorption”, Appl. Phys. Lett. 110, 143511 (2017). [87] Q. Zhou, S. Zha, Li-an Bian, J. Zhang, Liang Ding, Hanqing Liu and Peiguo Liu, “Independently controllable dual-band terahertz metamaterial absorber exploiting graphene,” J. Phys. D: Appl. Phys. 52, 255102 (2019). [88] Y. Li, Z. Liu, H. Zhang, Peng Tang, Biao Wu, and Guiqiang Liu, “Ultra- broadband perfect absorber utilizing refractory materials in metal-insulator composite multilayer stacks,” Opt. Express 27, 11809 (2019). [89] H. Liu, Z.-H. Wang, Lin Li, Ya-Xian Fan, and Zhi-Yong Tao, “Vanadium dioxide-assisted broadband tunable terahertz metamaterial absorber,” Sci. Rep. 9, 5751 (2019). [90] B. X. Khuyen, B. S. Tung, Y. J. Yoo, Y. J. Kim, K. W. Kim, L.-Y. Chen, V. D. Lam, and Y.P. Lee, “Miniaturization for ultrathin metamaterial perfect absorber in the VHF band”, Sci. Rep.7, 45151 (2017). [91] N. V. Dung, B. S. Tung, B. X. Khuyen, Y. J. Yoo, Y. J. Kim, J. Y. Rhee, V. D. 95 Lam, and Y. P. Lee, “Simple metamaterial structure enabling triple-band perfect absorber,” J. Phys. D: Appl. Phys. 48, 375103 (2015). [92] A. S. Dhillon, D. Mittal, “Wide band ultrathin polarization insensitive electric field driven metamaterial absorber”, Opt. Commun. 443, 186 (2019). [93] M. I. Khan, Z. Khalid and F. A. Tahir “Linear and circular-polarization conversion in X-band using anisotropic metasurface”, Sci. Rep. 9, 4552 (2019). [94] F.B.P. Niesler, J. K. Gansel, S. Fischbach, M. Wegener, “Metamaterial metal- based bolometers”, Appl. Phys. Lett. 100, 203508 (2012). [95] X. Liu, T. Starr, A. F. Starr, Willie J. Padilla, “Infrared Spatial and Frequency Selective Metamaterial with Near-Unity Absorbance”, Phys. Rev. Lett. 104, 207403 (2010). [96] Y. J. Yoo, S. Ju, S. Y. Park, Y. J. Kim, J. Bong, T. Lim, K. W. Kim, J. Y. Rhee, Y.P. Lee, “Metamaterial Absorber for Electromagnetic Waves in Periodic Water Droplets”, Sci. Rep. 5 14018 (2015). [97] M. Clemens, T. Weiland, “Discrete electromagnetism with the finite integration technique”, Prog. Electromagn. Res. 32, 65 (2001). [98] N. T. Tung, V. D. Lam, J. W. Park, V. T. Thuy, Y. P. Lee, “Perfect impedance- matched left-handed behavior in combined metamaterial”, Eur. Phys. J. B. 74, 47 (2010). [99] C. G. Hu, X. Li, Q. Feng, X. N. Chen, and X. G. Luo, “Investigation on the role of the dielectric loss in metamaterial absorber,” Opt. Express 18, 6598 (2010). [100] J.G. Yang, N. J. Kim, I. S. Yeom, H. S. Keum, Y. J. Yoo, Y. J. Kim, Y.P. Lee, “Method of measuring the amounts of electromagnetic radiation absorbed and controlled by metamaterials in anechoic chamber”, Measurement 95, 328 (2017). [101] X. Chen, T. M. Grzegorczyk, B. I. Wu, J. Pacheco Jr, J. A. Kong, “Robust method to retrieve the constitutive effective parameters of metamaterials”, Phys. Rev. E. 70, 016608 (2004). [102] “Nicolson-Ross-Weir method.” [Online]. Available: cle&id=134&Itemid=84. [103] D.T. Viet, N.T. Hien, P.V. Tuong, N.Q. Minh, P.T. Trang, L.N. Le, Y.P. Lee, 96 V.D. Lam, “Perfect absorber metamaterials: Peak, multi-peak and broadband absorption”, Opt. Commun. 322, 209 (2014). [104] T.H. Nguyen, S.T. Bui, T.T. Nguyen, T.T. Nguyen, Y.P. Lee, M.A. Nguyen, D.L. Vu, “Metamaterial-based perfect absorber: polarization insensitivity and broadband”, Adv. Nat. Sci.: Nanosci. Nanotechnol. 5, 025013 (2014). [105] J. Zhang, G. Wang, B. Zhang, T. He, Y. He, J. Shen, “Photo-excited broadband tunable terahertz metamaterial absorber”, Opt. Mater. 54 (2016) 32. [106] B. S. Tung, B. X. Khuyen, Y. J. Kim, V. D. Lam, K. W. Kim, Y. P. Lee, “Polarization-independent, wide-incident-angle and dual-band perfect absorption, based on near-field coupling in a symmetric metamaterial”, Sci. Rep. 7 (2017) 11507. [107] H. T. Chen, W. J. Padilla, J. M. O. Zide, S. R. Bank, A. C. Gossard, A. J. Taylor, R. D. Averitt, “Ultrafast optical switching of terahertz metamaterials fabricated on ErAs⁄GaAs nanoisland superlattices”, Opt. Lett. 32 (2007) 1620. [108] H. Chen, J. Liu, Z. Hong, “Guided mode resonance with extremely high Q- factors in terahertz metamaterials”, Opt. Commun. 383 (2017) 508512. [109] Y. Sun, H. Chen, X. Li, Z. Hong, “Electromagnetically induced transparency in planar metamaterials based on guided mode resonance”, Opt. Commun. 392 (2017) 142. [110] B. Wang, T. Koschny, and C. M. Soukoulis, “Wide-angle and polarization- independent chiral metamaterial absorber,” Phys. Rev. B 80(3), 033108 (2009).