一种利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法

1.本发明涉及一种局域电磁波的方法，尤其涉及一种利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法及实现拓扑角态开关装置，属于电磁波技术领域。


背景技术：

2.过去的十几年间，研究者通过对拓扑光子晶体的研究发现了有背散射抑制效应的单向传输边界态，这种受拓扑保护且有缺陷免疫性的传输方式为我们操纵电磁波提供了一种有效的途径，比如常见的：光量子霍尔效应、光量子自旋霍尔效应和光能谷霍尔效应。这些有鲁棒性且受对称性保护的边界态依赖于体带的全局拓扑性质，也就是所谓的体边对应关系。然而最近发现的高阶拓扑态超越了这种传统的体边对应关系，具体是指在n维的体系中存在的n-l(l》1)维的带隙中间态，举例来说就是：在二维、三维体系中都存在的零维角态和三维体系中的一维铰链态。而这种高阶拓扑态可以简单分为两类：一种是基于benalcazar,bernevig,and hughes(bbh)模型的二维(三维)四极子(八极子)拓扑绝缘体；另一种是由一维su-schrieffer-heeger(ssh)模型发展而来的可以用万尼尔中心表征的态。在电磁波体系中的高阶拓扑态能为电磁波局域及控制电磁波波导传输等领域提供新思路。
3.在二维系统中通过对旋磁光子晶体附加垂直于二维平面的磁场就能轻松的破坏体系的时间反演对称性，从而实现光量子霍尔效应，所以之前有关旋磁晶体的研究几乎都集中在和手性边界态相关的领域。由于这种手性边界态是由体态的性质决定的所以在通常情况下很难打开带隙，这也就意味着很难实现只存在于带隙中的高阶拓扑态。


技术实现要素：

4.发明目的：本发明的目的是提供一种利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，该方法不仅拓展了高阶拓扑态在时间反演破缺体系(含磁体系)中的研究，同时也实现了仅通过改变外加磁场而不改变具体结构就能开关角态，这将丰富拓扑角态的应用前景；本发明的另一目的是提供一种利用上述方法的实现拓扑角态开关装置。
5.技术方案：本发明的一种利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，其特征在于，所述方法包括以下步骤：
6.(1)基于二维旋磁光子晶体实现可开关拓扑磁角态，所述二维旋磁光子晶体具有二维正方晶格，将二维正方晶格分为子晶格a和子晶格b，子晶格a和子晶格b间隔分布；仅对子晶格a外加一定磁场，打开体能带带隙；
7.(2)基于步骤(1)的二维正方晶格结构，分别以flat边界和zigzag边界加上完美电导体边界构造两种正边形结构的正方模型，在步骤(1)中的磁场的作用下这两种正方模型具有两种不同的拓扑磁角态，这两种拓扑磁角态分别位于拐点上有外加磁场的type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
角上；
8.(3)撤销正方模型角上的磁场，以关闭相应的拓扑磁角态；开启正方模型角上的磁
场，以打开相应的拓扑磁角态；开启或撤销局部磁场，以实现拓扑磁角态的开关。
9.作为上述方案的进一步改进，步骤(2)中，将两种正方模型的角分为五种，type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
：角中正方晶格拐点上具有外加磁场；type
‑ⅱ
和type
‑ⅳ
：角中正方晶格拐点上不具有外加磁场；type
‑ⅴ
：角中正方晶格拐点上没有光子晶体；拓扑磁角态仅出现在拐点上有外加磁场的type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
角上；
10.步骤(3)中，撤销type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
角拐点上的磁场；实现拓扑磁角态的开关。
11.优选的，所述旋磁光子晶体为钇铁石榴石铁氧体。
12.作为上述方案的进一步改进，步骤(1)中，通过控制外加磁场强度、晶格常数和占空比，打开体能带带隙。
13.作为上述方案的进一步改进，步骤(1)中，晶格常数为a＝21mm，每个yig的直径为d＝10mm。
14.作为上述方案的进一步改进，当没有外加磁场的时候相对磁导率为μ＝1，当z方向的外加磁场为1200oe时，yig的旋磁磁导率如下：
[0015][0016]
其中ωm＝γms,ω0＝γh0。这当中γ＝1.759
×
10
11
s-1
t-1
为旋磁比率，ms为饱和磁化率，ω为操作频率(本发明中为7ghz)，h0为外加磁场强度。根据公式(1)，可以得到μr＝0.52998和μk＝-0.97921。
[0017]
作为上述方案的进一步改进，步骤(2)中，flat边界和完美电导体边界的距离为b1＝22.27mm，zigzag边界和完美电导体边界的距离为b2＝15.75mm。
[0018]
另一方面，本发明提供一种利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的装置，所述装置包括
[0019]
正方模型，所述正方模型为正边形结构，基于二维正方晶格并以flat边界和zigzag边界加上完美电导体边界构建而成；其中二维正方晶格包括间隔分布的子晶格a和子晶格b；
[0020]
磁场装置，所述磁场用于向子晶格a施加磁场，以打开体能带带隙；
[0021]
开关装置，用以撤销或开启正方模型角附近的磁场，实现拓扑磁角态的开关。
[0022]
优选的，所述二维正方晶格中晶格常数为a＝21mm，每个yig的直径为d＝10mm；flat边界和完美电导体边界的距离为b1＝22.27mm，zigzag边界和完美电导体边界的距离为b2＝15.75mm；
[0023]
当没有外加磁场的时候相对磁导率为μ＝1，当z方向的外加磁场为1200oe时，yig的旋磁磁导率如下：
[0024][0025]
其中ωm＝γms,ω0＝γh0。这当中γ＝1.759
×
10
11
s-1
t-1
为旋磁比率，ms为饱和磁化率，ω为操作频率，h0为外加磁场强度。根据公式(1)，可以得到μr＝0.52998和μk＝-0.97921。
[0026]
优选的，所述磁场装置为永磁铁。
[0027]
本发明提供了一种利用二维旋磁光子晶体实现可开关拓扑磁角态的方法。通过细化对外加磁场分布的调制，将正方晶格分为两个子晶格，并且调整磁场分布只对其中一个晶格外加磁场，使该结构在磁光晶体破缺时间反演对称性的基础上，进一步破缺了结构的宇称对称性和宇称-时间反演对称性。该操作成功的打开了无能隙的手性边界态，实现了带隙中的非互易边界态，以及两种不同结构中的磁拓扑角态，上述的拓扑磁角态均出现在拐角处有外加磁场的角上。从而得到结论：只有在边界最外层存在外加磁场时才存在带隙中的边界态；只有当角的拐点(交叉点)存在外加磁场时才存在磁拓扑角态。在数值计算中关闭拐角上的外加磁场，原本存在的磁拓扑角态也会关闭，这意味着在不改变空间具体结构的前提下，仅通过开关磁场就能控制磁拓扑角态的开关，本发明将为操控和应用角态提供一种方便有效的方法。
[0028]
有益效果：与现有技术相比，本发明具有如下显著优点：
[0029]
本发明探究了二维旋磁光子晶体的高阶拓扑态及其机理，在以往的研究中旋磁光子晶体常用来研究光量子霍尔效应。本发明发现仅对二维正方晶格的子晶格a外加磁场，就能打开带隙的同时得到带隙中的非互易边界态，在边界态下方的带隙中能发现拓扑磁角态。此发明在旋磁晶体(破缺时间反演对称性)体系中实现了高阶磁拓扑角态，且可以在不改变具体结构的条件下，通过开关拐角上的外加磁场开关磁拓扑角态。此发明不仅丰富了高阶拓扑态的研究，也为调控和应用拓扑角态提供了新的途径和方法。本发明的研究结果将对高阶拓扑开关等相关光学集成器件的设计具有指导意义。
附图说明
[0030]
图1为该二维旋磁光子晶体的基本结构：(a)以yig为基本单元结构按正方晶格排列的二维旋磁光子晶体；六方晶格以是(否)外加磁场分为子晶格a(b)；结构的晶格常数为a＝21mm，yig的直径为d＝10mm。(b)该结构对应的体能带，图中标记出了该结构的第一布里渊区和高对称点。
[0031]
图2为flat边界超原胞结构及投影能带:(a)以flat边界和完美电导体边界构建的超原胞结构图；超原胞的y方向有20个周期，x方向为超原胞的重复方向。(b)该超原胞的对应的投影能带；带隙中存在两条边界态，分别对应超元胞的上下边界。(c)为1，2处的边界态模拟电磁场分布。
[0032]
图3为zigzag边界超原胞结构及投影能带:(a)以zigzag边界和完美电导体边界构建的超原胞结构图；超原胞的y方向有18个周期，x方向为超原胞的重复方向。(b)该超原胞的对应的投影能带；带隙中存在一条边界态，对应超元胞的上边界。(c)为1，2处的边界态模拟电磁场分布。
[0033]
图4为flat边界正方结构的示意图和角态模拟计算结果：(a)正方形模型的结构，模型有c2对称性；根据拐角上是否外加磁场标记了type
‑ⅰ
和type
‑ⅱ
两种不同的角。(b)以图4(a)模型计算得到的本征值，图中有一组共两个磁角态。(c-d)磁角态的模拟电磁场分布(ez)；两个type
‑ⅰ
角上均有频率为7.00ghz的两个磁角态。
[0034]
图5为zigzag边界正方结构的示意图和角态模拟计算结果：(a)正方形模型的结构，模型有c2对称性；根据拐角上是否外加磁场以及拐角上是否有磁光光子晶体标记了
type
‑ⅲ
、type
‑ⅳ
和type
‑ⅴ
三种不同的角。(b)以图5(a)模型计算得到的本征值，图中有一个磁角态。(c)磁角态的模拟电磁场分布(ez)；type
‑ⅲ
角上有频率为7.03ghz的磁角态。
[0035]
图6为通过开关磁场控制开关拓扑磁角态的模拟：(a)关闭flat边界正方结构模型中右上角和左下角拐角处磁场的示意图，关闭的磁场点位用圆圈标记。(b)以图6(a)模型模拟得到的本征值，可以发现图4(b)中的两个角态均关闭了。(c)关闭zigzag边界正方结构模型中右上角拐角处磁场的示意图，关闭的磁场点位用圆圈标记。(d)以图6(c)模型模拟得到的本征值，可以发现图5(b)中的一个角态关闭了。
具体实施方式
[0036]
下面是结合附图对本发明的技术方案作进一步的说明，但不局限于此，凡是对本发明技术方案进行修改或者等同替换，而不脱离本发明技术方案的精神和范围，均应涵盖在本发明的保护范围中。
[0037]
本发明实施例提供一种利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，并通过数值计算和实验测量进行原理和结果验证，包括以下步骤：
[0038]
步骤一、基于二维旋磁光子晶体，通过将四方晶格中相邻的点位分为两个子晶格，并对其中的一个子晶格外加磁场，打开体能带带隙。同时分别以flat边界和zigzag边界加上完美电导体边界构造两种超原胞，均形成了带隙中的非互易边界态；
[0039]
其中，基于之前对调制的haldane模型和反手性边界态的研究，将二维正方晶格分为子晶格a和子晶格b，仅对子晶格a外加一定磁场，破缺体系的时间反演对称性、宇称对称性和宇称-时间反演对称性。选择适合的外加磁场强度、晶格常数和占空比，从而打开了体能带带隙。进一步，以flat边界和zigzag边界加上完美电导体边界构建两种超元胞，分别计算两种结构的投影能带。计算得到flat边界的投影能带中上下边界均有非互易扭曲的边界态；zigzag边界的投影能带中仅上边界存在非互易扭曲的边界态。
[0040]
步骤二、以步骤一中的两种基本结构分别构造一个由完美电导体包围的正方模型，通过角的交叉点上是否外加磁场以及拐角上是否有磁光光子晶体可以分为type
‑ⅰ
、type
‑ⅱ
、type
‑ⅲ
、type
‑ⅳ
和type
‑ⅴ
五种不同的角，通过数值计算在type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
角上得到了不同的角态；
[0041]
其中，分别以同样的flat边界和zigzag边界加上完美电导体边界构造正方形的结构。flat边界正方结构本身具有的c2对称性，可以将角分成type
‑ⅰ
和type
‑ⅱ
两种，他们的区别就是在角拐点上有没有外加磁场。通过数值计算，type
‑ⅰ
上存在频率为7.00ghz的角态。类似的，zigzag边界正方结构也具有c2对称性，共有三种结构的角，type
‑ⅲ
拐角上有外加磁场，type
‑ⅳ
拐角上没有外加磁场，type
‑ⅴ
角上没有磁光光子晶体。通过数值计算，type
‑ⅲ
上存在频率为7.03ghz的角态。
[0042]
步骤三、在步骤二中模型的基础上，通过撤销type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
角拐角上的磁场，能在不改变yig柱子排布的情况下关闭所有两类不同的磁角态。证明了在不改变实际结构的前提下，仅通过改变局部的磁场分布就可以实现拓扑磁角态的开关。
[0043]
本发明不仅在磁光光子晶体体系中实现了磁拓扑角态，并且这种可开关的磁拓扑角态也将为高阶拓扑开关等光学器件的设计提供新的思路以及指导意义。
[0044]
本发明实施例的具体内容如下：
[0045]
一、模型与能带计算
[0046]
二维旋磁光子晶体的基本结构，该正方晶格结构由yig(钇铁石榴石铁氧体)旋磁光子晶体组成，该材料在外加磁场的情况下的磁导率为张量形式，如图1(a)所示。深色的子晶格a有外加磁场，白色的子晶格b无外加磁场。正方形区域为此结构的初基原胞，晶格常数为a＝21mm，每个yig的直径为d＝10mm。依据实验中的实际材料参数和磁场强度，参数设置如下：yig的饱和磁化率(ms)为1884g，相对介电常数为ε＝15.26(这里不考虑材料的介电损耗)。当没有外加磁场的时候相对磁导率为μ＝1(子晶格b)，当z方向的外加磁场为1200oe时，yig的旋磁磁导率如下：
[0047][0048]
其中ωm＝γms,ω0＝γh0。
[0049]
这当中γ＝1.759
×
10
11
s-1
t-1
为旋磁比率，ms为饱和磁化率，ω为操作频率(本发明中为7ghz)，h0为外加磁场强度。为了简化计算，将阻尼系定为0(α＝0)，在不考虑色散的情况下，根据公式(1)，可以得到μr＝0.52998和μk＝-0.97921。该参数在本发明的操作频率附近变化较小，且有着较好的效果。本发明中的所有数值计算均使用有限元计算软件comsol中的electromagnetic waves,frequency domain模块。图1(b)是通过计算得到的体能带，由于破坏了时间反演对称性和宇称对称性，打开了前四条体能带的所有带隙，通过计算前四条能带的陈数，相加可以得到第四带隙的带隙陈数为0，故该带隙中不存在无能隙的带隙边界态。
[0050]
进一步，本发明首先以flat边界和完美电导体边界构建了超原胞，结构如图2(a)所示。该超原胞的y方向有20个周期，x方向为超原胞的重复方向，flat边界和完美电导体边界的距离为b1＝22.27mm。图2(b)为该超原胞对应的投影能带，图2(c)为1，2处的边界态模拟电磁场分布，可以发现上下边界均存在着扭曲非互易的带隙中的边界态，在这样的边界态下方的带隙中就有可能找到拓扑磁角态。
[0051]
类似的，以zigzag边界和完美电导体边界同样构建了超原胞，结构如图4(a)所示。该超原胞的y方向有18个周期，x方向为超原胞的重复方向，zigzag边界和完美电导体边界的距离为b2＝15.75mm。图2(b)为该超原胞对应的投影能带，图2(c)为1，2处的边界态模拟电磁场分布，能发现仅上边界存在着带隙中的边界态。再结合flat边界的情况，我们可以得到结论：只有当边界的最外层有外加磁场的旋磁光子晶体的情况下才会出现带隙中的边界态。
[0052]
二、拓扑磁角态的数值计算
[0053]
根据上述flat边界和zigzag边界两种超原胞中的边界结构，本发明中分别设计了如图3(a)和4(a)所示的正方形模型来计算角态，两个模型均有c2对称性。图3(a)中的flat边界正方结构可以将角分成type
‑ⅰ
和type
‑ⅱ
两种，他们的区别就是在角拐点上是否存在外加磁场。图3(b)为以图3(a)模型计算得到的本征值，图中可以看出type
‑ⅰ
角上存在频率为7.00ghz的角态，在图中用正方形标记标出，其中深浅不同的阴影部分则用来区分边界态与体态。图3(c-d)为这两个磁角态的模拟电磁场分布(ez)，由于c2对称性这组角态是二重简并的。类似的，图4(a)zigzag边界正方结构共有三种结构的角，type
‑ⅲ
角的拐角上有外加
磁场，type
‑ⅳ
角的拐角上没有外加磁场，type
‑ⅴ
角上则没有磁光光子晶体。图4(b)为以图4(a)模型计算得到的本征值，其中type
‑ⅲ
上存在频率为7.03ghz的角态，在图中也用正方形标记标出，其中深浅不同的阴影部分则用来区分边界态与体态。图4(c)为该磁角态的模拟电磁场分布(ez)。综上所述，这两种结构均能证明下述结论：当且仅当角的拐点(交叉点)存在外加磁场时才存在磁拓扑角态。
[0054]
三、通过开关磁场控制开关磁角态
[0055]
在上一节中已经说明了角态和外加磁场在角部区域(拐角处)的分布存在着直接的联系，所以通过关闭角部区域(拐角处)的磁场就可能关闭拓扑磁角态。在数值计算中，本发明关闭了type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
拐角处的外加磁场，具体关闭的磁场点位用圆圈标记，如图6(a)和6(c)所示。图6(b)是关闭角部磁场的flat边界正方结构中模拟得到的本征值，和图4(b)相比，能看出带隙中边界态下方带隙中的磁角态消失了。同样的，在zigzag边界正方结构情况下图6(d)(关闭角部磁场)和图5(b)(开启角部磁场)相比，也能看出带隙中的磁角态消失了。
[0056]
上述两个现象不仅在一定程度上验证了本发明的结论——拐角(交叉点)处外加磁场对磁拓扑角态的影响，而且意味着在不改变空间具体结构的前提下，仅通过开关磁场就能控制磁拓扑角态的开关，本发明将为操控和应用角态提供一种方便有效的方法。
[0057]
对比例
[0058]
本对比例提供一种二维旋磁光子晶体，其具体方案记载在“magnetic corner states in a two-dimensional gyromagnetic photonic crystal”中。
[0059]
相比于对比例，本发明实施例提供的利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法具有如下区别：
[0060]
1、本发明中使用的是二维正方晶格，对比例中使用的是二维六方晶格；
[0061]
2、本发明中使用了两种不同的边界(flat边界和zigzag边界)均得到了相同的结论，对比例的研究对象主要是armchair边界；
[0062]
3、本发明中开关磁角态只需要开关拐角处一个点位的外加磁场，对比例中需要开关角部附近一个或多个点位的磁场。
[0063]
以上区别具有如下优势：
[0064]
1、本发明中的正方晶格相比对比例中的六方晶格在实际应用中更广泛、且更易于制造；
[0065]
2、本发明中两种边界模型的磁角态的物理来源都仅来自拐角处一个点位的外加磁场。故本发明中开关所有磁角态都只需要对拐角处一个点位的外加磁场进行开关，而对比例中有时需要开关角附近的两个点位的外加磁场。这说明本发明中开关磁角态的方法更简洁有效，物理来源也更清晰；
[0066]
3、本发明的磁角态出现在第四带隙，而在一、三带隙中还同时存在着受拓扑保护的单向传播的边界态，对比例中则没有这种单向传播的边界态。
[0067]
这种拓扑边界态和磁角态共存的体系能有更广泛应用前景。
[0068]
综上可知，本发明基于二维旋磁光子晶体，通过仅对正方晶格中的一个子晶格(子晶格a)外加磁场，在磁光光子晶体破缺时间反演对称性的基础上进一步破缺了宇称对称性和宇称-时间反演对称性，在flat边界和zigzag边界的情况下均形成了带隙中的扭曲的非
互易边界态和边界态下的带隙，且带隙中均存在着拓扑磁角态。本发明使用数值计算的方法得到了上述结果，并验证了拐角处的外加磁场与拓扑磁角态的对应关系。更重要的是本发明在不改变空间具体结构的前提下，仅通过开关角部区域的磁场就能控制磁拓扑角态的开关。本发明不仅创新的在磁光光子晶体体系中实现了磁拓扑角态，并且这种可开关的磁拓扑角态也将为高阶拓扑开关等光学器件的设计提供新的思路以及指导意义。

技术特征：
1.一种利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，其特征在于，所述方法包括以下步骤：(1)基于二维旋磁光子晶体实现可开关拓扑磁角态，所述二维旋磁光子晶体具有二维正方晶格，将二维正方晶格分为子晶格a和子晶格b，子晶格a和子晶格b间隔分布；仅对子晶格a外加一定磁场，打开体能带带隙；(2)基于步骤(1)的二维正方晶格结构，分别以flat边界和zigzag边界加上完美电导体边界构造两种正边形结构的正方模型，在步骤(1)中的磁场的作用下这两种正方模型具有两种不同的拓扑磁角态，这两种拓扑磁角态分别位于拐点上有外加磁场的type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
角上；(3)撤销正方模型拐角上的磁场，以关闭相应的拓扑磁角态；开启正方模型拐角上的磁场，以打开相应的拓扑磁角态；开启或撤销角部区域的局部磁场，以实现拓扑磁角态的开关。2.根据权利要求1所述的利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，其特征在于，步骤(2)中，将正方模型的角分为五种，type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
：角中正方晶格拐点上具有外加磁场；type
‑ⅱ
和type
‑ⅳ
：角中正方晶格拐点上不具有外加磁场；type
‑ⅴ
：角中正方晶格拐点上没有旋磁光子晶体；拓扑磁角态仅出现在拐点上有外加磁场的type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
角上；步骤(3)中，撤销type
‑ⅰ
和type
‑ⅲ
角拐点上的磁场；实现拓扑磁角态的开关。3.根据权利要求1所述的利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，其特征在于，所述旋磁光子晶体为钇铁石榴石铁氧体。4.根据权利要求1所述的利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，其特征在于，步骤(1)中，通过控制外加磁场强度、晶格常数和占空比，打开体能带带隙。5.根据权利要求3所述的利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，其特征在于，步骤(1)中，晶格常数为a＝21mm，每个yig的直径为d＝10mm。6.根据权利要求3所述的利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，其特征在于，当没有外加磁场的时候相对磁导率为μ＝1，当z方向的外加磁场为1200oe时，yig的旋磁磁导率如下：其中ω
m
＝γm
s
,ω0＝γh0。这当中γ＝1.759
×
10
11
s-1
t-1
为旋磁比率，m
s
为饱和磁化率，ω为操作频率，h0为外加磁场强度。根据公式(1)，可以得到μ
r
＝0.52998和μ
k
＝-0.97921。7.根据权利要求1所述的利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，其特征在于，步骤(2)中，flat边界和完美电导体边界的距离为b1＝22.27mm，zigzag边界和完美电导体边界的距离为b2＝15.75mm。8.一种根据权利要求1-7所述的利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法的装置，其特征在于，所述装置包括
正方模型，所述正方模型为正边形结构，基于二维正方晶格并以flat边界和zigzag边界加上完美电导体边界构建而成；其中二维正方晶格包括间隔分布的子晶格a和子晶格b；磁场装置，所述磁场用于向子晶格a施加磁场，以打开体能带带隙；开关装置，用以撤销或开启正方模型角附近的磁场，实现拓扑磁角态的开关。9.根据权利要求8所述的装置，其特征在于，所述二维正方晶格中晶格常数为a＝21mm，每个yig的直径为d＝10mm；flat边界和完美电导体边界的距离为b1＝22.27mm，zigzag边界和完美电导体边界的距离为b2＝15.75mm；当没有外加磁场的时候相对磁导率为μ＝1，当z方向的外加磁场为1200oe时，yig的旋磁磁导率如下：其中ω
m
＝γm
s
,ω0＝γh0。这当中γ＝1.759
×
10
11
s-1
t-1
为旋磁比率，m
s
为饱和磁化率，ω为操作频率，h0为外加磁场强度。根据公式(1)，可以得到μ
r
＝0.52998和μ
k
＝-0.97921。10.根据权利要求8所述的装置，其特征在于，所述磁场装置为永磁铁。

技术总结
本发明公开一种利用二维旋磁光子晶体实现拓扑角态开关的方法，所述方法包括以下步骤：(1)所述二维旋磁光子晶体具有二维正方晶格，将二维正方晶格分为子晶格A和子晶格B，子晶格A和子晶格B间隔分布；仅对子晶格A外加一定磁场，打开体能带带隙；(2)基于步骤(1)的二维正方晶格结构，以两种不同边界和完美电导体边界能构造两种正方形结构的正方模型，在磁场的作用下这两种正方模型具有两种不同的拓扑磁角态；(3)开启或撤销局部磁场，以实现拓扑磁角态的开关。本发明在磁光光子晶体体系中实现了磁拓扑角态，并且这种可开关的磁拓扑角态也将为高阶拓扑开关等光学器件的设计提供新的思路以及指导意义。思路以及指导意义。思路以及指导意义。


技术研发人员：何程 周严琛 谢建斓 陈延峰
受保护的技术使用者：南京大学
技术研发日：2023.03.31
技术公布日：2023/7/12