Observación directa de fluidos electromagnéticos ideales.

Nature Communications volumen 13, número de artículo: 4747 (2022) Citar este artículo

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Los medios de índice cercano a cero (NZI) se han identificado teóricamente como medios donde las radiaciones electromagnéticas se comportan como fluidos electromagnéticos ideales. Dentro de los medios NZI, el flujo de potencia electromagnética obedece a ecuaciones similares a las del movimiento del campo de velocidades en un fluido ideal, de modo que la turbulencia óptica está intrínsecamente inhibida. Aquí, observamos experimentalmente la distribución del flujo de potencia electromagnética de un fluido electromagnético ideal que se propaga dentro de una guía de ondas de corte mediante una técnica de reconstrucción semianalítica. Esta técnica proporciona una prueba directa de la inhibición de la vorticidad electromagnética en la frecuencia NZI, incluso en presencia de obstáculos complejos y cambios topológicos en la guía de ondas. También se observan uniformidad de fase y distribuciones de campo espacialmente estáticas, características esenciales de los materiales NZI. La medición de la misma estructura fuera del rango de frecuencia NZI revela la existencia de vórtices en el flujo de energía, como se espera de los sistemas ópticos convencionales. Por lo tanto, nuestros resultados proporcionan un importante paso adelante en el desarrollo de fluidos electromagnéticos ideales e introducen una herramienta para explorar el comportamiento por debajo de la longitud de onda de los medios NZI, incluida información totalmente vectorial y de fase.

Los últimos años han sido testigos de un aumento del interés en los fenómenos físicos contrarios a la intuición que tienen lugar en los medios de índice cercano a cero (NZI)1. Debido a la longitud de onda infinitamente estirada y a los campos espacialmente estáticos, la electrodinámica dentro de los medios NZI conduce a una serie de efectos físicos en los que algunos observables son independientes de la geometría del sistema. Los ejemplos populares incluyen el superacoplamiento2,3,4,5,6, los resonadores electromagnéticos deformables7, el dopaje fotónico8,9,10,11 y la mejora de la coherencia espacial de los campos térmicos12. Esta física exótica también potencia numerosas aplicaciones tecnológicas en un amplio espectro, desde frecuencias de radio hasta frecuencias ópticas, incluidas antenas13,14,15,16, lentes17,18,19 y componentes con no linealidades ópticas potenciadas20,21,22,23,24. El mecanismo subyacente se atribuye al desacoplamiento entre las variaciones espaciales (número de onda) y temporales (frecuencia) de los campos electromagnéticos, lo que lleva a distribuciones de campo espacialmente estáticas, pero temporalmente dinámicas25. Para verificaciones experimentales de estas propiedades, los parámetros de dispersión se miden con respecto a variaciones espectrales o angulares bajo deformaciones de las geometrías de los medios NZI26,27,28. Sin embargo, los detalles locales y/o sublongitudes de onda de las distribuciones de campo dentro de los medios NZI han sido mucho menos estudiados. Las excepciones incluyen la observación directa de ondas estacionarias29 y la independencia de la posición de la catodoluminiscencia dentro de guías de ondas NZI30. En ambos casos, el experimento recupera una imagen escalar de la amplitud a lo largo de una guía de ondas recta. Sin embargo, no existe una caracterización del carácter vectorial de las distribuciones de campo dentro de los medios NZI, es decir, información de fase y amplitud, dentro de geometrías no triviales.

Los detalles locales y de sublongitud de onda de las distribuciones de campo dentro de los medios NZI presentan una física rica. Por ejemplo, el flujo de energía electromagnética local, representado por el campo vectorial de Poynting, dentro de los medios NZI es matemáticamente equivalente al campo de velocidad que ocurre en un fluido ideal31. Como consecuencia, la turbulencia óptica está intrínsecamente inhibida en los medios NZI, suprimiendo cualquier vorticidad en el flujo de energía. La propagación de la luz dentro de los medios NZI puede entenderse como un fluido electromagnético ideal, el equivalente electromagnético de un fluido invisible, incompresible e irrotacional.

En este artículo, presentamos una demostración experimental de fluidos electromagnéticos ideales en frecuencias de microondas utilizando una guía de ondas rectangular dispersiva en su frecuencia de corte (Fig. 1), que actúa como una estructura épsilon cercana a cero (ENZ), que es un tipo específico de Medio NZI. Estas guías de ondas dispersivas presentan pérdidas menores que los materiales ENZ reales32,33,34. Con esta plataforma, podemos construir geometrías no triviales, incluida la deformación y el bloqueo de la ruta de propagación directa entre los puertos de entrada y salida, que favorecen la turbulencia óptica. La topología de la geometría se modifica aún más mediante la introducción de partículas dieléctricas en dichas guías de ondas. Además, desarrollamos un procedimiento de recuperación dedicado que permite el mapeo directo de los campos dentro de la guía de ondas con información completamente vectorial, que abarca fase y amplitud, basándose únicamente en mediciones de superficie. Un método de este tipo tiene interferencias insignificantes con el campo original dentro de la cavidad y es factible de utilizar en diversas aplicaciones fotónicas. Los resultados experimentales confirman que bajo la condición ENZ, ni las deformaciones severas de los canales ni la existencia de inclusiones inducen vorticidades en el flujo de energía electromagnética, mientras que se observan vórtices cuando se opera fuera de la condición ENZ. Nuestros resultados demuestran experimentalmente la analogía entre un fluido ideal y un flujo de energía electromagnética en medios NZI. Esta conclusión es un importante paso adelante en el desarrollo de fluidos electromagnéticos ideales, proporciona información física sobre el efecto de superacoplamiento y abre perspectivas para aplicaciones dentro del campo de la propagación de la luz dentro de guías de ondas.

a El equipo experimental incluye una guía de ondas épsilon cercana a cero (ENZ) para un flujo de potencia de fluido ideal, guías de ondas de entrada y salida, una sonda de campo B y un analizador de redes vectoriales (VNA). El plano central de la guía de ondas muestra los vectores de Poynting obtenidos mediante simulación numérica. b La foto de la plataforma experimental, que contiene el canal de la guía de ondas y la sonda de campo B. c El método de procesamiento de datos para observar experimentalmente el flujo de potencia en el plano central.

Como se demuestra teóricamente31, la distribución del campo vectorial de Poynting en medios ENZ bidimensionales (2D) es matemáticamente equivalente al campo vectorial de velocidad de un fluido ideal, que es invisible, incompresible e irrotacional. Estas tres propiedades críticas vienen acompañadas de tres ecuaciones de cálculo vectorial diferentes. Para la eliminación de la viscosidad, tenemos n · SR = 0 en el límite del conducto, donde n es un vector unitario normal al límite y SR es la parte real del vector de Poynting. Una idea física de esta ecuación es que no sale energía del medio ENZ, es decir, el límite es impenetrable excepto por los puertos de entrada y salida. Un flujo de potencia incompresible se caracteriza por un campo vectorial sin divergencia, es decir, \({{{{{\boldsymbol{\nabla }}}}}}\cdot {{{{{{\bf{S}}}}}} }_{{{{{{\rm{R}}}}}}}=0\), que se encuentra para cualquier material sin pérdidas. Las dos primeras propiedades se cumplen para cualquier medio electromagnético sin pérdidas. Sin embargo, el más crítico es que el campo vectorial de Poynting es irrotacional, es decir, \({{{{{\rm{\nabla }}}}}}\times {{{{{{\bf{S}}} }}}}_{{{{{\rm{R}}}}}}}={{{{{\bf{0}}}}}}\). Esto significa que la energía electromagnética fluye suavemente alrededor de los obstáculos y las inclusiones dieléctricas sin formar ningún vórtice. Esta condición sólo puede cumplirse en los medios NZI31.

Para lograr un medio ENZ de bajas pérdidas, utilizamos una estructura de guía de ondas como se muestra en la Fig. 1a. Primero, las guías de ondas de entrada y salida están compuestas por un ladrillo de teflón recubierto con láminas de cobre (naranja, figura 1a). Los puertos están numerados como Puerto 1 y 2, respectivamente. En segundo lugar, para imitar un medio ENZ, utilizamos una caja de aluminio llena de aire de altura \(h \sim \lambda /2\) (gris transparente: Fig. 1a). Las dimensiones detalladas se proporcionan en la Fig. S1 (consulte la información complementaria). En la Fig. 1b se muestra una fotografía de la plataforma de guía de ondas fabricada. Las técnicas detalladas de fabricación y ensamblaje se describen en Materiales y métodos. Para investigar numéricamente la característica irrotacional, realizamos una simulación de las distribuciones del campo electromagnético utilizando ANSYS HFSS® 18 dentro de la guía de ondas (ver Materiales y métodos). Trazamos los vectores de Poynting ubicados en el plano central dentro del boceto de la estructura que se muestra en la Fig. 1a. Se puede ver que no hay vórtices del vector de Poynting dentro de la región ENZ. Para investigar más a fondo la falta de vorticidad en la estructura de guía de ondas diseñada, se realizó una comparación entre un medio ENZ 2D ideal y la estructura propuesta en la Fig. S2 (consulte la información complementaria). Las simulaciones numéricas confirman que los campos en el plano central de la guía de ondas proporcionan una réplica exacta de la distribución del campo en un medio ENZ 2D ideal.

La estructura de guía de ondas diseñada, que representa efectivamente un medio ENZ, se puede utilizar para medir experimentalmente los campos electromagnéticos y observar la propiedad ideal del fluido electromagnético. Sin embargo, una estructura de guía de ondas tan cerrada no permite la medición de campos electromagnéticos internos y sus detalles de sublongitud de onda. Además, la distribución de campo en la guía de ondas sólo es equivalente a un medio ENZ en su plano central. Además, la introducción de una sonda para medir el campo dentro de la guía de ondas daría como resultado una fuerte perturbación de la distribución del campo. Esta es la razón por la que la mayoría de los experimentos anteriores con guías de ondas ENZ se han centrado principalmente en medir los parámetros de dispersión (reflexión/transmisión)26,27,28. Para superar este desafío, en esta sección presentamos una técnica de reconstrucción que permite la observación directa del flujo de potencia en el plano central de la guía de ondas. El esquema general del procedimiento se muestra en la Fig. 1c y se puede resumir de la siguiente manera. Primero medimos los componentes tangenciales del campo magnético en la superficie superior, de donde luego recuperamos el campo eléctrico en el plano central. A partir de esta información, deducimos el campo magnético en este plano central y finalmente calculamos el vector de Poynting en este plano (ver desarrollo matemático a continuación). De hecho, nuestro procedimiento permite mapear distribuciones de campo con información vectorial completa, es decir, adquiriendo tanto amplitud como fase.

Para medir experimentalmente el campo magnético en la superficie superior, necesitamos modificar ligeramente la geometría de la estructura. En particular, en lugar de una cubierta metálica completa, la parte superior de la cavidad está protegida por una cubierta de rejilla metálica en la que están grabados orificios cuadrados idénticos, lo que permite la medición de campos magnéticos superficiales discretizados (parte superior de la Fig. 1a). El tamaño y número de cada agujero están relacionados con la resolución de la medición. En otras palabras, aumentar el número de agujeros puede conducir a un resultado mejor. Dado que los orificios son eléctricamente pequeños, la cubierta de rejilla metálica todavía se comporta efectivamente como una condición límite conductora y la energía electromagnética está confinada dentro de la cavidad. Verificamos numéricamente la validez de esta modificación comparando los espectros de transmisión y los flujos de potencia de las estructuras utilizando una cubierta metálica completa y la rejilla metálica perforada en la Fig. S3 (consulte la información complementaria). Esta estructura admite una transmisión casi total a la frecuencia de 3,06 GHz, donde el medio ENZ exhibe una permeabilidad efectiva cercana a cero8,10. La similitud del patrón de campo nos permite concluir que la rejilla metálica superior permite la medición del campo magnético en la superficie superior de la guía de ondas y tiene un impacto insignificante en las distribuciones de campo en el plano central. Idealmente, si queremos medir los campos en el plano central, introducir una sonda de campo eléctrico o magnético directamente en el centro de la cavidad alteraría la distribución interna del campo. En realidad, no ha habido ningún método reportado en la literatura previa que complete la medición de campos electromagnéticos sin interferencias obvias del campo original. En su lugar, utilizamos un método de medición alternativo para evitar cualquier perturbación importante del campo. Específicamente, desarrollamos un bucle metálico eléctricamente pequeño conectado a un cable coaxial como una sonda de campo B para medir los componentes tangenciales de valores complejos de los campos magnéticos en la superficie superior. Esta sonda se introduce en los orificios de la rejilla metálica. El puerto coaxial conectado a la sonda se denomina Puerto 3. Al medir los campos magnéticos, la guía de ondas de salida se conecta a una carga de 50 ohmios para absorción y se utiliza un analizador de red vectorial para medir el coeficiente de transmisión desde la guía de ondas de entrada al sonda, denominada S31. Los valores medidos del coeficiente S31 en diferentes agujeros y diferentes orientaciones nos proporcionan un mapa de la magnitud normalizada y la distribución de fase de los campos magnéticos en las direcciones x e y. Para validar los valores cuantitativos, tomamos dos líneas específicas dentro de la región ENZ como ejemplos e investigamos las relaciones entre las magnitudes simuladas de campos, los valores simulados de S31 y los valores medidos de S31. Los resultados se muestran en la Fig. S6 (consulte la información complementaria), lo que demuestra la coherencia del método propuesto cuando esos valores se normalizan a sus máximos. Dado que la magnitud de S31 suele ser inferior a −20 dB, lo que indica que no más del 1% de la potencia está acoplada a la sonda, se puede concluir que las interferencias al campo dentro de la cavidad son lo suficientemente pequeñas como para despreciarse.

Con los campos magnéticos medidos en la superficie superior (y el hecho de que los componentes tangenciales del campo eléctrico son cero en este plano), podemos recuperar los campos electromagnéticos en cualquier lugar de esta cavidad. Dado que el ancho de la guía de ondas y la cavidad es uniforme y más pequeño que la longitud de onda, podemos asegurar que solo exista el modo TE10 en la cavidad, mientras que los modos de orden superior decaen muy rápidamente en la guía de ondas de entrada. Bajo excitación en modo único TE10, desarrollamos un procedimiento de recuperación analítico. La Figura 1c muestra el procedimiento de recuperación a partir del campo magnético medido en la superficie y finalmente da como resultado la imagen del flujo de energía en el plano central. Este procedimiento se justifica analíticamente de la siguiente manera. A partir de los campos magnéticos medidos en la superficie en \(z=h/2\), podemos recuperar los campos eléctricos en el plano central z = 0

Se supone una convención de tiempo exp(-iωt) que a continuación se omite. Teniendo en cuenta que el plano central es equivalente a un medio 2D con una permitividad dispersiva de Drude y permeabilidad al vacío μ0 y utilizando la ley de Faraday, los campos magnéticos en el plano central se recuperan calculando la curvatura del campo eléctrico:

Donde ∇xy es el operador nabla 2D. Para este campo armónico en el tiempo, la parte real del vector de Poynting, que representa el flujo de potencia promediado en el tiempo en el plano central, se calcula directamente a partir de los campos mediante

Sustituyendo los resultados de la ecuación. (1) y la ecuación. (2) en la ecuación. (3), podemos obtener la distribución del flujo de potencia en el plano central (z = 0) a partir de los campos magnéticos medidos en el plano \(z=h/2\). Observe que tanto los campos electromagnéticos como los vectores de Poynting se distribuyen en un medio bidimensional, creemos que la caracterización vectorial completa está incluida en la magnitud y fase de dos componentes ortogonales. Una derivación detallada de la ecuación. (1) se proporciona en la Nota complementaria 3 (Ver Información complementaria).

El experimento se inicia en la plataforma que se muestra en la Fig. 1b y se aplica el método de recuperación para observar la ausencia de vorticidad en el flujo de potencia dentro de la guía de ondas ENZ utilizando el sistema que se muestra en la Fig. S4 (consulte la Información complementaria). Se investigan dos frecuencias específicas de 3,06 GHz y 3,9 GHz. Según las simulaciones numéricas, la estructura de la guía de ondas muestra una respuesta ENZ a aproximadamente 3,06 GHz (consulte las figuras S3 y S5 (consulte la información complementaria)). Dado que la permitividad efectiva de la guía de ondas se puede describir utilizando el modelo de Drude εeff = ε0(1 − ω02/ω2) donde ω0 es la frecuencia de corte del modo TE104, la estructura actúa como un medio convencional con una permitividad relativa efectiva de 0,4 en 3,9 GHz. Además, la guía de ondas diseñada se puede modificar introduciendo un dopante dieléctrico para mejorar la magnitud del campo dentro de la guía de ondas, obviamente más fuerte que la del medio ENZ sin dopante. De hecho, las partículas dieléctricas sumergidas en medios ENZ actúan como dopantes fotónicos que modifican su permeabilidad efectiva, manteniendo al mismo tiempo una permitividad cercana a cero8. Luego se obtiene una transmisión maximizada ajustando su permeabilidad efectiva a cero, ya que se obtiene una transmisión teóricamente perfecta para medios ENZ dopados. Como se esperaba, dicho superacoplamiento se produce para cualquier geometría arbitraria8. Por lo tanto, al ajustar las características de las partículas dieléctricas de modo que la permeabilidad efectiva se acerque a cero para la adaptación de impedancia, la magnitud del campo vectorial de Poynting se puede mejorar considerablemente. Además, la inclusión de partículas dieléctricas cambia la topología de la guía de ondas. Contiene obstáculos que son cualitativamente diferentes de las deformaciones de las paredes de la guía de ondas y, en consecuencia, la vorticidad del flujo de potencia se puede investigar bajo una configuración más rica que muestra cambios de topología. Aquí se pueden investigar cuatro configuraciones diferentes utilizando la guía de ondas diseñada: la guía de ondas dopada o no dopada en dos frecuencias diferentes (3,06 GHz (la frecuencia ENZ) y 3,9 GHz (frecuencia que muestra un material convencional de permitividad positiva). En el texto principal, en aras de la brevedad, solo presentamos los resultados del campo electromagnético medidos y recuperados de la estructura dopada a 3,06 GHz, imitando el material ENZ dopado (Fig. 2) en términos de propiedades de dispersión. La palabra "recuperar" significa cálculos analíticos realizados con los datos medidos directamente de acuerdo con las Ecs. (1)–(3). Los campos en las otras tres situaciones se muestran en las Figs. S8 – S10 (consulte la información complementaria). Tenga en cuenta que los campos sólo se miden dentro de la guía de ondas hueca porque la sonda no se puede insertar en el dopante. Los campos magnéticos simulados y medidos en la superficie superior se representan en el panel izquierdo de la Fig. 2 (Figs. 2a a f). Tanto la distribución vectorial como la de fase de las simulaciones y mediciones coinciden muy bien, excepto en los lugares donde el campo es demasiado débil. Las mediciones que se muestran en la Fig. 2 se validan aún más comparando el S31 simulado y medido (consulte la Fig. S7 (consulte la información complementaria)).

a – f distribución de fase y vector simulada y medida del campo magnético de superficie, g – l distribución de fase y vector simulada y recuperada del campo eléctrico en el plano central, m – p magnitud y fase del componente z del campo magnético simulado y recuperado en el plano central.

Como se explicó anteriormente, esta medición nos permite recuperar los campos eléctricos en el plano central (panel central de la Fig. 2 también con resultados simulados, Fig. 2g-l). Tanto el simulado como el medido arrojan que la distribución del campo eléctrico se asemeja espacialmente a un campo electrostático (aunque temporalmente es dinámico). En particular, los campos eléctricos son perpendiculares a las líneas de potencial electrostático entre las paredes de la guía de ondas29, concentrándose los campos en las esquinas de las deformaciones de la guía de ondas. Este resultado proporciona una prueba experimental de las distribuciones de campo espacialmente estáticas que tienen lugar en medios ENZ dopados, incluida su caracterización completamente vectorial. Además, la magnitud y la fase del componente z del campo magnético en el plano central se recuperan calculando la curvatura del campo eléctrico como se muestra en el panel derecho de la Fig. 2 (Fig. 2m – p). Nuestros resultados proporcionan una imagen clara de la magnitud y la uniformidad de fase del campo magnético, una de las principales características de los medios ENZ dopados 2D31. La mayoría de los trabajos anteriores han caracterizado indirectamente fenómenos invariantes de geometría en medios NZI mediante la medición de parámetros de dispersión26,27,28. Por el contrario, aquí, nuestra técnica de recuperación proporciona observación directa con información totalmente vectorial y de fase en el nivel de distribución de campo, confirmando la existencia de distribuciones de campo espacialmente estáticas pero temporalmente dinámicas. La misma técnica podría aplicarse a una gran cantidad de fenómenos ondulatorios en los medios NZI. Aunque se pueden encontrar algunas imprecisiones en la Fig. 2d, l, p cerca de la pared del PEC, esta inconstancia en la medición de fase no impide la reconstrucción del flujo de potencia, como se muestra en la Fig. 3, ya que la intensidad del campo electromagnético medido es baja. .

a, b el flujo de potencia simulado y con imágenes experimentales del medio ENZ dopado a 3,06 GHz, c, d el flujo de potencia simulado y reconstruido experimentalmente del medio normal con la misma partícula dieléctrica pero con la frecuencia de funcionamiento a 3,9 GHz.

Ahora tenemos todo a mano para investigar el vector de Poynting en el plano central, demostrando la ausencia de vorticidad. Primero, este fenómeno se exhibe numéricamente en las configuraciones propuestas como se muestra en las Figs. 3a-c. Luego, con base en los campos electromagnéticos recuperados en el plano central (z = 0), generamos un mapa experimental del flujo de potencia SR (x, y, 0) en este plano y los trazamos para ambas frecuencias ENZ en 3.06 (Fig. 3b) y 3,9 GHz (Fig. 3d). El experimento y la teoría muestran una buena concordancia, excepto pequeñas imprecisiones donde los valores del vector de Poynting medido son pequeños. El mapa experimental muestra algunos pequeños vectores de Poynting hacia el dopante más obvios que las simulaciones debido a una mayor pérdida dieléctrica que los simulados. La naturaleza libre de vórtices del flujo de potencia se evidencia en los resultados, tanto para la simulación como para la medición recuperada (Fig. 3a, b, donde tenemos el comportamiento de ENZ). La analogía con un fluido ideal se valida aún más al señalar que la existencia de dopante dieléctrico no genera vorticidades en el campo vectorial de Poynting. Se destaca que esta propiedad del fluido electromagnético está protegida a nivel local, es decir, no depende de la geometría y/o topología del sistema. Además, se muestra que la distribución del flujo de potencia sortea el obstáculo (Fig. 3a, b). A pesar de que el obstáculo consiste en un dieléctrico penetrable, con campos distintos de cero en su interior, se comporta como un obstáculo opaco en términos del flujo de potencia. Además, el vector de Poynting tiene una mayor intensidad dentro de los canales estrechos por encima del obstáculo, similar al comportamiento esperado en la teoría de la mecánica de fluidos, donde un fluido se acelera cuando fluye a través de una tubería estrecha35. Estos fenómenos son plenamente consistentes con la teoría introducida en el trabajo anterior31.

A modo de comparación, también se investiga el flujo de potencia en un medio normal (permisividad relativa de 0,4 a 3,9 GHz) utilizando las mismas condiciones numéricas y experimentales. Aunque la permitividad está por debajo de la unidad, el valor es suficientemente alto como para observar un comportamiento completamente diferente para el campo vectorial de Poynting. Específicamente, las simulaciones numéricas en la Fig. 3c predicen un fuerte vórtice en el flujo de energía y se observa experimentalmente en la Fig. 3d. Los campos electromagnéticos recuperados en cada etapa de la imagen de la Fig. 3d se presentan en la Fig. S8 (consulte la información complementaria). Esta vorticidad muestra que una parte importante de la potencia incidente se refleja de regreso al puerto de entrada por el obstáculo, de modo que se bloquea la transmisión a través de este canal. Nuestros resultados enfatizan que la mayoría de los sistemas electromagnéticos y ópticos exhiben vórtices en presencia de obstáculos, y es una propiedad única del medio NZI, aquí ENZ dopado, que el flujo de energía está protegido contra la creación de vórtices a nivel local. Así, los medios NZI son plataformas donde las radiaciones electromagnéticas actúan como fluidos electromagnéticos ideales, donde la turbulencia óptica está intrínsecamente inhibida.

La versatilidad de nuestra plataforma diseñada nos permite investigar los medios ENZ sin el dopante. Al hacerlo, la permeabilidad relativa del medio ENZ es la unidad, de modo que una gran cantidad de potencia de transmisión queda bloqueada debido al desajuste de impedancia. Sin embargo, tanto los resultados numéricos como los experimentales ilustran que este bloqueo para el caso ENZ (con 3,06 GHz y sin dopante), es intrínsecamente diferente de lo que podemos observar en un medio convencional (frecuencia de 3,9 GHz donde la permitividad efectiva de la guía de onda es 0,4 ). Para ser específicos, las imágenes simuladas y reconstruidas experimentalmente de los vectores de Poynting se muestran en las figuras 4a, b. Tanto las simulaciones como los experimentos demuestran además la propiedad del fluido ideal del flujo de energía cerca del obstáculo conductor con o sin el dopante dieléctrico. Sin embargo, eliminar el dopante dieléctrico reduce la magnitud del flujo de potencia en más de 17 dB y, en consecuencia, la transmitancia es menor aquí que en el caso dopado, ya que los máximos del flujo de potencia en las figuras 3a y b son 50 veces mayores que los de Figura 4a, b. Las vorticidades de los vectores de Poynting en medios regulares con permitividad positiva se pueden observar tanto en simulaciones como en experimentos, como se ilustra en la Fig. 4c, d. La mayor parte de la potencia electromagnética es bloqueada por el obstáculo conductor que induce turbulencia óptica. Los campos electromagnéticos recuperados en cada etapa para reconstruir las Fig. 4b, d se presentan en las Figs. S9 y S10 (Ver Información complementaria).

a, b el flujo de potencia simulado y con imágenes experimentales del medio ENZ no dopado, c, d el flujo de potencia simulado y reconstruido experimentalmente del medio normal. La frecuencia de funcionamiento es de 3,9 GHz para este caso.

Hemos diseñado y realizado un experimento para mapear directamente el campo vectorial de Poynting en el plano central dentro de una guía de ondas rectangular, operando en el corte de su modo TE10, actuando como un medio NZI bidimensional. Nuestros resultados validan experimentalmente el comportamiento de los medios ENZ donde las radiaciones electromagnéticas actúan como fluidos electromagnéticos ideales. Las imágenes demuestran que el flujo de potencia en la guía de ondas se adapta suavemente a las deformaciones de la guía de ondas, que el flujo de potencia se concentra alrededor de las esquinas de los obstáculos y, lo que es más importante, que está prohibida la formación de vórtices. Además, se ha demostrado que estas características son robustas contra las deformaciones topológicas de la guía de ondas mediante la introducción de partículas dieléctricas que actúan como dopantes fotónicos. Los fluidos electromagnéticos ideales potencian un nuevo campo de aplicaciones multifísica, incluidos sistemas protegidos contra deformaciones y/o perturbaciones mecánicas, así como sistemas ópticos inspirados en la mecánica de fluidos y la teoría del perfil aerodinámico. Creemos que la verificación experimental de fluidos electromagnéticos es un paso importante en este campo y motivará más investigaciones en sistemas donde la turbulencia óptica está intrínsecamente prohibida. Nuestro experimento también ha proporcionado observación directa de distribuciones de campos eléctricos espacialmente estáticos, así como campos magnéticos con magnitud y uniformidad de fase, es decir, las dos características electrodinámicas principales de los medios ENZ 2D. Esperamos que nuestros resultados fomenten una caracterización más avanzada de los fenómenos de ondas exóticas que tienen lugar en los medios del NZI.

Las simulaciones numéricas sobre la estructura 3D se han realizado con ANSYS HFSS® 18. Se utiliza un puerto concentrado de 50 ohmios para las excitaciones en la posición donde se encuentran los conectores A subminiaturizados (SMA). El aluminio y el cobre utilizados en el modelo se consideran conductores eléctricos perfectos (PEC) y se desprecian sus pérdidas óhmicas. En particular, la carcasa de aluminio de la cavidad ENZ se configura como material PEC y el cobre que cubre la guía de ondas se simula aplicando límites de PEC al ladrillo de teflón. Además, las simulaciones 2D para la Fig. S2 se completan utilizando COMSOL Multiphysics® 5.5. Se ha utilizado un puerto rectangular con una potencia de 1 W. El tamaño máximo del elemento de malla es de 3 mm y el tamaño mínimo es de 0,0285 mm.

La cavidad de aluminio y la cubierta de rejilla de latón de la plataforma experimental se construyen utilizando tecnología de mecanizado controlado numéricamente por computadora (CNC) con una tolerancia de 0,1 mm. La distribución de los agujeros en la tapa es conforme con respecto a las paredes laterales interiores de la caja. En otras palabras, todos los agujeros están situados sobre la zona situada encima del espacio vacío de la guía de ondas. El bloque dieléctrico está compuesto por cerámica de microondas JJD37-6 con permitividad relativa de 37,0 y una tangente de pérdida de 0,001. Las guías de onda de entrada y salida están hechas de teflón con una permitividad relativa de 2,1. Estos componentes se ensamblan y atornillan entre sí mediante doce tornillos M5. La sonda de campo B está construida utilizando tecnología de placa de circuito impreso (PCB) sobre un sustrato FR-4 con una permitividad relativa de 4,4 y una tangente de pérdida de 0,02. Está soldado a un extremo de un cable coaxial semirrígido y el otro está conectado a un conector SMA. Los parámetros S se miden utilizando un analizador de redes vectorial Keysight N9917A con dos puertos. Al medir el campo magnético, estos dos puertos están conectados al puerto de entrada y al cable coaxial semirrígido de la sonda de campo B. En este caso, se conecta una carga de 50 ohmios al puerto 2. Para medir la componente x del campo magnético en cada ubicación, la sonda de campo B se coloca en el plano yz y perpendicular a la orientación x, y viceversa para los componentes y.

Todos los datos necesarios para evaluar las conclusiones del artículo están presentes en el artículo y en la Información complementaria. Es posible que haya datos adicionales relacionados con este documento disponibles en https://www.dropbox.com/s/vbg9dih3unt5xhw.

Todos los códigos necesarios para procesar los datos se proporcionan en https://www.dropbox.com/s/vbg9dih3unt5xhw.

Liberal, I. y Engheta, N. Fotónica de índice de refracción cercano a cero. Nat. Fotónica 11, 149-158 (2017).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Silveirinha, M. & Engheta, N. Túneles de energía electromagnética a través de canales y curvas de sublongitud de onda utilizando materiales ε casi cero. Física. Rev. Lett. 97, 157403 (2006).

ADS del artículo Google Scholar

Ma, HF, Shi, JH, Cheng, Q. y Cui, TJ Verificación experimental de superacoplamiento y encubrimiento utilizando materiales mu-cerca de cero basados en una guía de ondas. Aplica. Física. Letón. 103, 021908 (2013).

ADS del artículo Google Scholar

Edwards, B., Alù, A., Young, ME, Silveirinha, M. y Engheta, N. Verificación experimental del acoplamiento de metamateriales épsilon casi cero y la compresión de energía mediante una guía de ondas de microondas. Física. Rev. Lett. 100, 033903 (2008).

ADS del artículo Google Scholar

Liu, R. y col. Demostración experimental de túneles electromagnéticos a través de un metamaterial épsilon cercano a cero en frecuencias de microondas. Física. Rev. Lett. 100, 023903 (2008).

ADS del artículo Google Scholar

Mitrovic, M., Jokanovic, B. y Vojnovic, N. Sintonización de banda ancha de la frecuencia de túnel en un canal épsilon estrecho cercano a cero. Antenas IEEE inalámbricas. Propaganda. Letón. 12, 631–634 (2013).

ADS del artículo Google Scholar

Liberal, I., Mahmoud, AM y Engheta, N. Cavidades resonantes invariantes de geometría. Nat. Comunitario. 7, 10989 (2016).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Liberal, I., Mahmoud, AM, Li, Y., Edwards, B. y Engheta, N. Dopaje fotónico de medios épsilon cercanos a cero. Ciencia 355, 1058–1062 (2017).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Luo, J., Liu, B., Hang, ZH y Lai, Y. Absorción perfecta coherente mediante dopaje fotónico de medios de índice cero. Fotónica láser Rev.12, 1800001 (2018).

ADS del artículo Google Scholar

Zhou, Z. y col. Dopaje fotónico integrado en sustrato para dispositivos de índice cercano a cero. Nat. Comunitario. 10, 4132 (2019).

ADS del artículo Google Scholar

Zhou, Z. & Li, Y. Divisores de potencia de división igual/desigual de puerto N que utilizan metamateriales épsilon casi cero. Traducción IEEE. Microondas. Teoría técnica 69, 1529-1537 (2021).

ADS del artículo Google Scholar

Liberal, I. & Engheta, N. Manipulación de la emisión térmica con campos fluctuantes espacialmente estáticos en cuerpos épsilon cercanos a cero de forma arbitraria. Proc. Acad. Nacional. Ciencia. Estados Unidos 115, 2878–2883 (2018).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Enoch, S., Tayeb, G., Sabouroux, P., Guérin, N. y Vincent, P. Un metamaterial para emisión directiva. Física. Rev. Lett. 89, 213902 (2002).

ADS del artículo Google Scholar

Forati, E., Hanson, GW y Sievenpiper, DF Una antena de metamaterial de reflexión interna total épsilon cercana a cero. Traducción IEEE. Propagación de antenas. 63, 1909-1916 (2015).

Artículo ADS MathSciNet Google Scholar

Memarian, M. & Eleftheriades, G. Antenas de onda con fugas de Dirac para escaneo de haz continuo a partir de cristales fotónicos. Nat. Comunitario. 6, 5855 (2015).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Zhou, Z. & Li, Y. Una antena SIW inspirada en el dopaje fotónico con una frecuencia de funcionamiento invariante en longitud. Traducción IEEE. Propagación de antenas. 68, 5151–5158 (2020).

ADS del artículo Google Scholar

Navarro-Cía, M., Beruete, M., Campillo, I. & Sorolla, M. Lente mejorada por metamaterial cercano a cero ε y μ impulsada por una transmisión óptica extraordinaria. Física. Rev. B 83, 115112 (2011).

ADS del artículo Google Scholar

Navarro-Cía, M., Beruete, M., Sorolla, M. & Engheta, N. Sistema de lentes y transformada de Fourier utilizando metamateriales épsilon casi cero. Física. Rev. P. B 86, 165130 (2012).

ADS del artículo Google Scholar

Soric, JC & Alù, A. Coincidencia longitudinalmente independiente y patrones de ondas arbitrarios utilizando canales ε casi cero. Traducción IEEE. Microondas. Teoría Técnica. 63, 3558–3567 (2015).

ADS del artículo Google Scholar

Alam, MZ, De Leon, I. & Boyd, RW Gran no linealidad óptica del óxido de indio y estaño en su región épsilon cercana a cero. Ciencia 352, 795–797 (2016).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Carnemolla, EG et al. Mejora óptica no lineal degenerada en óxidos conductores transparentes épsilon casi cero. Optar. Madre Expreso 8, 3392–3400 (2018).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Capretti, A., Wang, Y., Engheta, N. & Negro, LD Estudio comparativo de la generación de segundo armónico a partir de nanocapas de óxido de indio y estaño épsilon casi cero y nitruro de titanio excitadas en el rango espectral del infrarrojo cercano. Fotónica ACS 2, 1584-1591 (2015).

Artículo CAS Google Scholar

Kinsey, N. y col. ZnO dopado con Al, cercano a cero, Epsilon para conmutación ultrarrápida en longitudes de onda de telecomunicaciones. Óptica 2, 616–622 (2015).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Reshef, O., De Leon, I., Alam, MZ y Boyd, RW Efectos ópticos no lineales en medios épsilon cercanos a cero. Nat. Rev. Mater. 4, 535–551 (2019).

Artículo CAS Google Scholar

Ziolkowski, RW Propagación y dispersión a partir de un metamaterial coincidente que tiene un índice de refracción cero. Física. Rev. E 70, 046608 (2004).

ADS del artículo Google Scholar

Moitra, P. y col. Realización de un metamaterial óptico de índice cero totalmente dieléctrico. Nat. Fotónica 7, 791–795 (2013).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Li, Y. et al. Metamateriales de índice cero en chip. Nat. Fotónica 9, 738–742 (2015).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Edwards, B., Alù, A., Silveirinha, MG y Engheta, N. Verificación experimental del encubrimiento plasmónico en frecuencias de microondas con metamateriales. Física. Rev. Lett. 103, 153901 (2009).

ADS del artículo Google Scholar

Reshef, O. y col. Observación directa de la propagación libre de fases en una guía de ondas de silicio. Fotónica ACS 4, 2385–2389 (2017).

Artículo CAS Google Scholar

Entonces, J., Yuan, G., Soci, C. y Zheludev, NI Mejora de la luminiscencia de emisores cuánticos en guías de ondas épsilon cercanas a cero. Aplica. Física. Letón. 117, 181104 (2020).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Liberal, I., Lobet, M., Li, Y. y Engheta, N. Medios de índice cercano a cero como fluidos electromagnéticos ideales. Proc. Acad. Nacional. Ciencia. Estados Unidos 117, 24050–24054 (2020).

Artículo ADS MathSciNet CAS Google Scholar

West, PR et al. Buscando mejores materiales plasmónicos. Fotónica láser Rev. 4, 795–808 (2010).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Naik, G., Kim, J. & Boltasseva, A. Óxidos y nitruros como materiales plasmónicos alternativos en el rango óptico. Optar. Madre. Expreso 1, 1090–1099 (2011).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Ordal, M., Bell, R., Alexander, R. Jr., Long, L. & Querry, M. Propiedades ópticas de catorce metales en el infrarrojo y el infrarrojo lejano: Al, Co, Cu, Au, Fe, Pb, Mo, Ni, Pd, Pt, Ag, Ti, V y W. Appl. Optar. 24, 4493 (1985).

Artículo ADS CAS Google Scholar

White, Mecánica de fluidos FM (McGraw-Hill Education, 2015).

Descargar referencias

YL reconoce el apoyo parcial de la Fundación Nacional de Ciencias Naturales de China (NSFC) bajo la subvención 62022045. IL reconoce el apoyo de la beca Ramón y Cajal RYC2018-024123-I y el proyecto RTI2018-093714-301J-I00 patrocinado por MCIU/AEI/FEDER/UE y Beca inicial ERC 948504.

Departamento de Ingeniería Electrónica, Centro Nacional de Investigación de Ciencia y Tecnología de la Información de Beijing, Universidad de Tsinghua, Beijing, 100084, China

Hao Li, Ziheng Zhou, Wangyu Sun y Yue Li

Departamento de Física e Instituto de Materiales Estructurados de Namur, Universidad de Namur, Rue de Bruxelles 61, 5000, Namur, Bélgica

Michael Lobet

Departamento de Ingeniería Eléctrica y de Sistemas, Universidad de Pensilvania, Filadelfia, PA, 19104, EE. UU.

Nader Engheta

Departamento de Ingeniería Eléctrica y Electrónica, Instituto de Ciudades Inteligentes (ISC), Universidad Pública de Navarra (UPNA), Pamplona, 31006, España

Iñigo Liberal

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YL, IL y NE concibieron la idea; YL supervisó el proyecto, en consulta con IL y NE; HL llevó a cabo derivaciones analíticas, simulaciones de onda completa y mediciones experimentales; IL y ML ayudaron a analizar los resultados y perfeccionar el manuscrito; ZZ y WS ayudaron a ensamblar los prototipos probados y construyeron la configuración del experimento; Todos los autores discutieron los aspectos teóricos y numéricos e interpretaron los resultados, y contribuyeron a la preparación y redacción del manuscrito.

Correspondencia a Nader Engheta, Iñigo Liberal o Yue Li.

NE es asesor/consultor científico estratégico de Meta Materials, Inc. Los autores restantes no declaran intereses en competencia.

Nature Communications agradece a los demás revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo.

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Reimpresiones y permisos

Li, H., Zhou, Z., Sun, W. et al. Observación directa de fluidos electromagnéticos ideales. Nat Comuna 13, 4747 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-32187-2

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Recibido: 17 de junio de 2022

Aceptado: 20 de julio de 2022

Publicado: 12 de agosto de 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41467-022-32187-2

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