二维非对称结构对磁振子晶体第一布里渊区的影响

发布时间：2020-10-28 00:22

　　 磁振子晶体是一种具有周期性结构的人工磁性介质。由于磁振子晶体作为周期结构材料的非均匀填充性质导致了它与传统材料的不同,而且自旋波在磁振子晶体中具有新颖、高效的传播性质,在未来的微波应用领域中具有很大的潜力。自旋波的波长可以持续到0.1nm的范围,相比于同频率的电磁波(光子)自旋波波长则更短,可以应用于小于10nm的设备。此外,自旋波频率覆盖范围也非常广范,可以根据需求进行人工晶体的调控。同时磁振子晶体允许自旋信息在室温下进行传输,且传输过程中不会消耗焦耳热量。综上,节能又高效以及其它众多优点使磁振子晶体的相关研究近几年在相关领域内正快速发展。磁振子晶体这些相关应用主要是利用其能带结构中所产生的带隙,所以要使磁振子晶体满足更多的应用,首要研究任务就是获得更多可以人工剪裁的带隙结构。然而带隙打开的困难之处就在于其布里渊区高对称点处所产生的简并态,简并越强越不利用于磁振子晶体带隙的打开,因此如何消除这些高对称点处的简并态是磁振子晶体带隙优化的真正途径。降低晶体结构的对称性就是一个非常好的消除简并态方法,因此利用人工晶体结构产生非对称性可以有效地将简并态分离开。本文在前人研究的基础上提出了非对称结构磁振子晶体模型。在以往研究中通常认为晶体的不可约布里渊区是不发生变化的,即将第一布里渊区约化成传统小区域,该区域是指对称结构磁振子晶体模型对应的不可约布里渊区。然而由于人造晶体的结构具有可调控性,其结构的对称性是可以发生变化的。本论文研究发现当晶格结构出现非对称性时,就使其不可约布里渊区也发生改变,即不可约布里渊区不再是原来传统的小区域,可能会扩大。此外,对于对称结构磁振子晶体而言,由于每一条能带的频率极值都位于不可约布里渊区边界高对称线上,所以只沿约化后的小区域边界高对称线计算就能得到整个第一布里渊区内真实的带隙结构。但是对于非对称结构磁振子晶体而言,能带的极大值与极小值出现的位置也不再位于不可约区域边界高对称线上了,而是可能出现在区域内部。因此,对于具有非对称性结构的这类磁振子晶体,若将其第一布里渊区约化到传统小区域并只计算沿其边界上的带结构是不能获得准确的带结构信息,必须扩大研究范围甚至在整个第一布里渊区内计算带频率才能得到完全的带结构信息。
【学位单位】：内蒙古师范大学
【学位级别】：硕士
【学位年份】：2020
【中图分类】：O481
【部分图文】：

内蒙古师范大学硕士学位论文8约布里渊区可以看出，在以往的研究中针对简单结构的磁振子晶体而言，分析其能带结构时并不需要计算整个第一布里渊区内的频率情况，只需要沿约化后的小区域边界高对称线计算即可。这是因为简单晶体结构内通常对称性较高，这类结构在整个布里渊区内的频率分布也是呈对称状态，且每一部分情况都相同。因此约化后的小区域内频率分布情况就可以完全准确代替整个第一布里渊区内的频率分布情况的。同时该情况中每一条能带频率极值的出现位置也都位于边界高对称线上，所以只需沿约化后的小区域边界高对称线计算，就能够准确得到整个第一布里渊区内真实的带隙宽度。然而当降低晶体的对称结构，即当晶体结构非对称性越大时，其不可约布里渊区也会由于非对称性的出现而改变，即不可约布里渊区不再是原来传统的小区域，会扩大甚至到整个第一布里渊区。此外，频率极大值与极小值出现的位置也会发生改变，可能不再位于改变后的不可约布里渊区边界高对称线上，而是出现在其内部。所以对于具有非对称性结构的这类磁振子晶体，再按照以往研究将其第一布里渊区约化到小区域并只计算边界线上的能带结构是不充分的，不可以得到所有自旋波的色散关系。图1-1（a）正方对称晶格结构不可约化布里渊区ΓΜΧ，（b）三角对称晶格结构不可约化布里渊区ΓΜΚFig1-1(a)TheirreduciblefirstbrillouinzonesofsquarelatticeΓΜΧ,(b)TheirreduciblefirstbrillouinzonesoftriangularlatticeΓΜΚ因此，为了分析清楚非对称结构对磁振子晶体第一布里渊区内频率分布的影响，以及获得非对称结构的准确带隙宽度值。本文提出了非对称结构复式磁振子晶体模型，该非对称结构模型采用氧化铕为基底材料、铁圆柱为散射体材料。首

第二章二维非对称结构磁振子晶体模型及计算方法1122ΓΥΜΜ的边界线计算得出频散关系，绘制出能带结构图像。并将六种情况在四个区域内计算所得的能带结构与二维简单正方晶体的能带结构分别作对比，分析非对称性的引入对能带结构带来的影响，以及六种情况相互之间的对比分析非对称的强弱对能带结构带来的变化。以上便是第一阶段的工作的主要内容。第二阶段工作要扩大研究范围，分析整个第一布里渊区内的频率分布情况，即不再只沿以往规定的第一布里渊区边界线计算，而是对整个第一布里渊区内的频率分布进行数值计算。由于本文是为强调非对称性对第一布里渊区带来的影响，所以在第二阶段工作中计算时将选取上述六个位置中，非对称性为最大时的晶体结构模型来计算。即选取当铁圆柱B位于6P时的结构计算，对其整个第一布里渊区内的每条自旋波频率分布的极值大小和分布位置进行说明。图2-1(a)二维简单正方磁振子晶体结构模型，（b）二维非对称复式磁振子晶体结构模型，

第三章二维非对称结构对磁振子晶体布里渊区的影响17A的填充率为Af，铁圆柱B的填充率为Bf，两个铁圆柱都插入时条件满足总填充率0.5BAfff，且3.0/ABRR，即09.0/ABff。图3-1所示为在总填充率0.5BAfff的情况下，当未填充铁圆柱B仅填充铁圆柱A时的简单正方结构，按以往研究中的不可约化布里渊区ΜΓΧΜ沿边界高对称线计算所得的能带结构图，此时的能带结构图作为以下六个非对称情况在整个布里渊区内的能带结构的对比项。其中图上频率由低到高分别标注了十条能带1，2......10，带隙由jiB表示，由其能带结构图可知，此时共有五条带隙产生，分别为21B、32B、54B、65B、109B。五条带隙中最宽带隙为32B，最窄带隙为109B，其余带隙宽度都介于此二者之间。图3-1简单正方磁振子晶体结构在不可约化布里渊区ΜΓΧΜ内的带隙情况Fig3-1BandgapsofsinglecylindricalsquarelatticeintheirreduciblebrillouinzoneΜΓΧΜ图3-2所示为在总填充率0.5BAfff的情况下，且3.0/ABRR，即09.0/ABff。当铁圆柱B填充在1P位置时，在整个第一不可约布里渊区内计算的能带结构情况如下四副图。同样频率由低到高分别标注十条能带1，2......10。此时由铁圆柱B填充在1P位置，即位于晶格中心对称点上，所以晶格结构并未打破对称结构，仍然处于对称结构状态。此时情况下，该非对称结构模型磁振子晶
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本文编号：2859294