磁振子晶體是一種具有周期性結構的人工磁性介質。由于磁振子晶體作為周期結構材料的非均勻填充性質導致了它與傳統(tǒng)材料的不同,而且自旋波在磁振子晶體中具有新穎、高效的傳播性質,在未來的微波應用領域中具有很大的潛力。自旋波的波長可以持續(xù)到0.1nm的范圍,相比于同頻率的電磁波(光子)自旋波波長則更短,可以應用于小于10nm的設備。此外,自旋波頻率覆蓋范圍也非常廣范,可以根據(jù)需求進行人工晶體的調控。同時磁振子晶體允許自旋信息在室溫下進行傳輸,且傳輸過程中不會消耗焦耳熱量。綜上,節(jié)能又高效以及其它眾多優(yōu)點使磁振子晶體的相關研究近幾年在相關領域內正快速發(fā)展。磁振子晶體這些相關應用主要是利用其能帶結構中所產生的帶隙,所以要使磁振子晶體滿足更多的應用,首要研究任務就是獲得更多可以人工剪裁的帶隙結構。然而帶隙打開的困難之處就在于其布里淵區(qū)高對稱點處所產生的簡并態(tài),簡并越強越不利用于磁振子晶體帶隙的打開,因此如何消除這些高對稱點處的簡并態(tài)是磁振子晶體帶隙優(yōu)化的真正途徑。降低晶體結構的對稱性就是一個非常好的消除簡并態(tài)方法,因此利用人工晶體結構產生非對稱性可以有效地將簡并態(tài)分離開。本文在前人研究的基礎上提出了非對稱結構磁振子晶體模型。在以往研究中通常認為晶體的不可約布里淵區(qū)是不發(fā)生變化的,即將第一布里淵區(qū)約化成傳統(tǒng)小區(qū)域,該區(qū)域是指對稱結構磁振子晶體模型對應的不可約布里淵區(qū)。然而由于人造晶體的結構具有可調控性,其結構的對稱性是可以發(fā)生變化的。本論文研究發(fā)現(xiàn)當晶格結構出現(xiàn)非對稱性時,就使其不可約布里淵區(qū)也發(fā)生改變,即不可約布里淵區(qū)不再是原來傳統(tǒng)的小區(qū)域,可能會擴大。此外,對于對稱結構磁振子晶體而言,由于每一條能帶的頻率極值都位于不可約布里淵區(qū)邊界高對稱線上,所以只沿約化后的小區(qū)域邊界高對稱線計算就能得到整個第一布里淵區(qū)內真實的帶隙結構。但是對于非對稱結構磁振子晶體而言,能帶的極大值與極小值出現(xiàn)的位置也不再位于不可約區(qū)域邊界高對稱線上了,而是可能出現(xiàn)在區(qū)域內部。因此,對于具有非對稱性結構的這類磁振子晶體,若將其第一布里淵區(qū)約化到傳統(tǒng)小區(qū)域并只計算沿其邊界上的帶結構是不能獲得準確的帶結構信息,必須擴大研究范圍甚至在整個第一布里淵區(qū)內計算帶頻率才能得到完全的帶結構信息。
【學位單位】：內蒙古師范大學
【學位級別】：碩士
【學位年份】：2020
【中圖分類】：O481
【部分圖文】：

內蒙古師范大學碩士學位論文8約布里淵區(qū)可以看出，在以往的研究中針對簡單結構的磁振子晶體而言，分析其能帶結構時并不需要計算整個第一布里淵區(qū)內的頻率情況，只需要沿約化后的小區(qū)域邊界高對稱線計算即可。這是因為簡單晶體結構內通常對稱性較高，這類結構在整個布里淵區(qū)內的頻率分布也是呈對稱狀態(tài)，且每一部分情況都相同。因此約化后的小區(qū)域內頻率分布情況就可以完全準確代替整個第一布里淵區(qū)內的頻率分布情況的。同時該情況中每一條能帶頻率極值的出現(xiàn)位置也都位于邊界高對稱線上，所以只需沿約化后的小區(qū)域邊界高對稱線計算，就能夠準確得到整個第一布里淵區(qū)內真實的帶隙寬度。然而當降低晶體的對稱結構，即當晶體結構非對稱性越大時，其不可約布里淵區(qū)也會由于非對稱性的出現(xiàn)而改變，即不可約布里淵區(qū)不再是原來傳統(tǒng)的小區(qū)域，會擴大甚至到整個第一布里淵區(qū)。此外，頻率極大值與極小值出現(xiàn)的位置也會發(fā)生改變，可能不再位于改變后的不可約布里淵區(qū)邊界高對稱線上，而是出現(xiàn)在其內部。所以對于具有非對稱性結構的這類磁振子晶體，再按照以往研究將其第一布里淵區(qū)約化到小區(qū)域并只計算邊界線上的能帶結構是不充分的，不可以得到所有自旋波的色散關系。圖1-1（a）正方對稱晶格結構不可約化布里淵區(qū)ΓΜΧ，（b）三角對稱晶格結構不可約化布里淵區(qū)ΓΜΚFig1-1(a)TheirreduciblefirstbrillouinzonesofsquarelatticeΓΜΧ,(b)TheirreduciblefirstbrillouinzonesoftriangularlatticeΓΜΚ因此，為了分析清楚非對稱結構對磁振子晶體第一布里淵區(qū)內頻率分布的影響，以及獲得非對稱結構的準確帶隙寬度值。本文提出了非對稱結構復式磁振子晶體模型，該非對稱結構模型采用氧化銪為基底材料、鐵圓柱為散射體材料。首

第二章二維非對稱結構磁振子晶體模型及計算方法1122ΓΥΜΜ的邊界線計算得出頻散關系，繪制出能帶結構圖像。并將六種情況在四個區(qū)域內計算所得的能帶結構與二維簡單正方晶體的能帶結構分別作對比，分析非對稱性的引入對能帶結構帶來的影響，以及六種情況相互之間的對比分析非對稱的強弱對能帶結構帶來的變化。以上便是第一階段的工作的主要內容。第二階段工作要擴大研究范圍，分析整個第一布里淵區(qū)內的頻率分布情況，即不再只沿以往規(guī)定的第一布里淵區(qū)邊界線計算，而是對整個第一布里淵區(qū)內的頻率分布進行數(shù)值計算。由于本文是為強調非對稱性對第一布里淵區(qū)帶來的影響，所以在第二階段工作中計算時將選取上述六個位置中，非對稱性為最大時的晶體結構模型來計算。即選取當鐵圓柱B位于6P時的結構計算，對其整個第一布里淵區(qū)內的每條自旋波頻率分布的極值大小和分布位置進行說明。圖2-1(a)二維簡單正方磁振子晶體結構模型，（b）二維非對稱復式磁振子晶體結構模型，

第三章二維非對稱結構對磁振子晶體布里淵區(qū)的影響17A的填充率為Af，鐵圓柱B的填充率為Bf，兩個鐵圓柱都插入時條件滿足總填充率0.5BAfff，且3.0/ABRR，即09.0/ABff。圖3-1所示為在總填充率0.5BAfff的情況下，當未填充鐵圓柱B僅填充鐵圓柱A時的簡單正方結構，按以往研究中的不可約化布里淵區(qū)ΜΓΧΜ沿邊界高對稱線計算所得的能帶結構圖，此時的能帶結構圖作為以下六個非對稱情況在整個布里淵區(qū)內的能帶結構的對比項。其中圖上頻率由低到高分別標注了十條能帶1，2......10，帶隙由jiB表示，由其能帶結構圖可知，此時共有五條帶隙產生，分別為21B、32B、54B、65B、109B。五條帶隙中最寬帶隙為32B，最窄帶隙為109B，其余帶隙寬度都介于此二者之間。圖3-1簡單正方磁振子晶體結構在不可約化布里淵區(qū)ΜΓΧΜ內的帶隙情況Fig3-1BandgapsofsinglecylindricalsquarelatticeintheirreduciblebrillouinzoneΜΓΧΜ圖3-2所示為在總填充率0.5BAfff的情況下，且3.0/ABRR，即09.0/ABff。當鐵圓柱B填充在1P位置時，在整個第一不可約布里淵區(qū)內計算的能帶結構情況如下四副圖。同樣頻率由低到高分別標注十條能帶1，2......10。此時由鐵圓柱B填充在1P位置，即位于晶格中心對稱點上，所以晶格結構并未打破對稱結構，仍然處于對稱結構狀態(tài)。此時情況下，該非對稱結構模型磁振子晶
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本文編號：2859294