Topological analog signal processing

Bloch eigenproblem

バルク結晶は格子定数aの一次元で、単位セルあたり2つの障害物がある。 これをモデル化し、単位セルの伝達行列Mcellを用いてそのトポロジーを定義する。 まず、モノモード導波路の中で各障害物が単独で存在するときの遠距離場散乱行列として、2つの散乱行列S1、S2を定義するところから始める。 これらの行列は、散乱体bLとbRの左側(L)と右側(R)に出て行く複素信号を、入射信号aLとaRに関連付ける:

$$left( {}begin{array}{*{20}{c}}} {}begin{array}{*{20}{c}}}$$$left( {}begin{array}{*{20}{c}}}}{}bL, bR) {b_{{\mathrm{L}},{{i}}}} \\ {b_{mathrm},{{i}}} \୧⃛(๑⃙⃘◡̈๑⃙⃘) \Όταμμα για για για για για για για για για για για για {a_{{\mathrm{L}},{{i}}}} \\ {a_{mathrm},{{i}}} \⑭エンド \(2)

今のところ、2つの行列が等しいという仮定はしていないことに注意してください:例えば、円筒は異なる断面を持っていたり、互いに対してずれていたりすることがあります。 また、これらの行列は通常、角周波数ωに依存する。 散乱過程でのエネルギー保存を仮定すると、これらはユニタリーでなければなりません。 したがって、これらを非常に一般的に

$S_1 = \( {begin{array}{*{20}{c}}} ) としてパラメトリックスすることができる。 {e^{i}} {mathrm{cos}}theta _1} & {e^{ialpha _1}{mathrm{sin}}theta _1} {e^{ialpha _1}{mathrm{sin}}theta _1} \\ Ȃ e^{ – ialpha _1}{mathrm{sin}}theta _1e^{i{mathrm{Phi }} 1}} { {e^{ – ialpha _1}{mathrm{sin}}theta _1e}}のように。 & {e^{ – ivarphi _1}{mathrm{cos}}theta _1e^{i{mathrm{Phi }}} {e^{ – ivarphi _1}{mathrm{cos}}theta _1e^{i{mathrm}}} \⑭エンド{array}}。 \right),$$
(3)
$$S_2 = \left( {begin{array}{*{20}{c}}}} ) {e^{i}} {mathrm{cos}}theta _2} & {e^{ialpha _2}{mathrm{sin}}theta _2} {e^{ialpha _2}{mathrm{sin}}theta _2} \\ e^{ – ialpha _2}{mathrm{sin}}theta _2e^{i{mathrm{Phi }}_2} & {e^{ – ivarphi _2}{hatmathrm{cos}}theta _2e^{i{mathrm{Phi }}} {hatmathrm{Phi }} {e^{ – ivarphi _2}{hatmathrm{cos}}theta _2e^{i}}。 \⑭エンド{array}}。 \(3)ここで、周波数依存の角度θ1,2, α1,2, ϕ1,2, Φ1,2は、基準面(ここでは散乱体の中心位置)を固定すれば一意である。 S21 = S12とすると、2α1,2 – Φ1,2 = πとなり、散乱行列のパラメータは3つに制限されるので、

$S_1 = \left( {begin{array}{*{20}{c}}}) と書くことができる。 e^{i}} {mathrm{cos}}theta _1} {e^{i}varphi _1} {mathrm{cos}}theta _1} & {e^{ialpha _1}{mathrm{sin}}theta _1} {e^{ialpha _1}{mathrm{sin}}theta _1} \\ 좋데이 가능합니다. & { – e^{ – ivarphi _1}{mathm{cos}}theta _1e^{2ialpha _1}} { – e^{ – ivarphi _1}{mathm{cos}}theta _1e^{2ialpha _1}}のようになります。 \Ίταμμα για για για για για \right),$$
(5)
$$S_2 = \left( {begin{array}{*{20}{c}}}}) {e^{i}} {mathrm{cos}}theta _2} & {e^{ialpha _2}{mathrm{sin}}theta _2} {e^{ialpha _2}{mathrm{sin}}theta _2} \\ 좋데이 가능합니다. & { – e^{ – ivarphi _2}{mathm{cos}}theta _2e^{2ialpha _2}} { – e^{ – ivarphi _2}{mathm{cos}}theta _2e}{2ialpha}}のように。 \Ίταμμα για για για για για \⑭)。$$
(6)

次に、関連する伝達行列M1、M2を導出すると、

$$left( {begin{array}{*{20}{c}} {{{b}}_{{\mathrm{R}},{{i}}}} \\ ♪a_{{mathrm},{{i}} \୧⃛(๑⃙⃘◡̈๑⃙⃘) \ㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤ {a_{{\mathrm{L}},{{i}}}} \\ ♪B_{mathrm},{{i}} \୧⃛(๑⃙⃘◡̈๑⃙⃘) \right)$$
(7)

となり、

$$M_1 = \left( {begin{array}{*{20}{c}}}} となる。 {frac{{e^{ialpha _1}}}{{{Cathmathrm{sin}}theta _1}}} {{Cathmathrm{sin}}theta _1}}} & { – \frac{{e^{ – ivarphi _1}e^{ialpha _1}{{mathrm{cos}}theta _1}}{{{mathrm{sin}}theta _1}}}{{{mathrm{sin}}theta _1}}}。 \\ Ίταμμα για για για για για για για για για για για για για για γιθθ για γιβή γιβή γιβή γιθ γή γιβή γιβή γιβή γηή & {{me^{ – ialpha _1}}{{mathrm{sin}}theta _1}} {{me^{ – ialpha _1}}} {{me^{sin}}theta _1}} {{me^{sin}}theta _1 \Ίταμμα \right),$$
(8)
$$M_2 = \left( {begin{array}{*{20}{c}}}}) {{frac{{e^{ialpha _2}}}{{{Cathmrm{sin}}}theta _2}}} & { – \frac{{e^{ – ivarphi _2}e^{ialpha _2}{{mathrm{cos}}theta _2}}{{{mathrm{sin}}theta _2}}}}{{{mathrm{sin}}theta _2}}。 \\ Ίταν για για γ2}{{mathrm{cos}}theta _2}}{{{mathrm{sin}}theta _2}}} { – \frac{e^{ivarphi _1}e^{ – iŏalpha _2}{mathrm{cos}theta _2}}}{{{{mathrm}cin}theta _2}}}。 & {{me^{ – ialpha _2}}{{mathrm{sin}}theta _2}} {{me^{ – ialpha _2}}} {{mathrm{sin}}theta _2}}} \ʕ-̫͡-ʔ \ʕ-̫͡-ʔ)$$
(9)

格子定数aの単位セル内で2つの散乱体が距離dだけ離れている場合、単位セルMcellの全移動行列は積となる。

${it{M}}_{Cell}} = {}it{M}}_{}frac{{{a – d}}}{2}{}it{M}}_2{}it{M}}_{d}}{} {{it{M}}_1{M}_{frac{{{a – d}} {}{}{}${{it{M}}_{}{}${{cell}}{}${mathrm{cell}}} = {}it{m}_{}}_{mathrm{cell d}}{2}$
(10)

with

$M_{L}} = \left( {begin{array}{*{20}{c}}}} {b}}{d}}}{d}}$
{e^{Θfrac{{iomegaL}}{c}}のようなものです。} & 0 \0 & {e^{ – \frac{iomega L}}{c}}. \୧⃛(๑⃙⃘◡̈๑⃙⃘) \(11)

ここで、(L = d,\frac{a – d}{2},\), c は位相速度である。 行列積をとると、

$${좋it{M}}_{좋mathrm{cell}}좋left( \right) = \left( {begin{array}{*{20}{c}}}) となる。 {M_{11}left( \omega ↘right)} }. \\ ♪♪~ & {M_{11}^ \left( ◜௰◝ ) \ЪЪЪ \right)$$
(12)

with

${it{M}_{11}}left( \omega \right) = e^{}frac{{iomega a}{c}}e^{ileft( {a_1 + a_2} \right)}}}theta _1 + e^{ifrac{{iomega ↵left( {a – 2d} \right)}}{c}}e^{ileft( {varphi _1 – \varphi _2} \right)}e^{ – ileft( {a_1 – a_2} \right)}{}mathrm{cot}}theta _1{}mathrm{cot}}theta _2…{/e}{cot}theta _1{}mathm{cot}heat _2..,$$
(13)
$M_{21}left( \mega \right) = – e^{}frac{{iomega d}}{c}}e^{ivarphi _2}e^{i(a_1 -) e^{ – \frac{iomega d}}{c}e^{ivarphi _1}e^{ – i(a_1 + a_2)}{୧Mathrm{cot}}theta _1{୧Mathrm{cot}}theta _2.によると、”heta _1 “は”_theta _2 “の略で、「テタ」を意味する。$$
(14)

zの複素共役を表すのにz*という表記を使う。 |ψ〉=Tとし、a、bを単位セルの入口での前方、後方の複素磁場振幅とすると、ブロッホの定理を適用すると、次の固有値問題が得られる。

${it{M}}_{{Cell}}left( \mega \right)\left| \psi \rightrangle = e^{ièÇ,k_{mathrm{B}}a}left| \psi \right }rangle$$
(15)

which we call the Bloch eigenproblem of the crystal. Mcell(ω)のωに対する非自明な依存性に注意。 上の式の最も簡単な使い方は、ωのすべての値について、Mcell(ω)を対角化し、第一ブリルアン・ゾーンのブロッホ波数の二つの反対の値±kB(ω)を得て、バンド構造を解決する方法である。 Mcellはユニタリーではなく非エルミートなので、一般に±kB(ω)は複素数であり、原理的には無限のバンドとバンドギャップが可能であることに注意。 さらに、ブリルアン円をSU(2)行列の空間に写像するエルミート固有値問題や、巻数によるカイラル対称系の明確な位相的分類をもたらす標準的なタイトバインディングSSHモデルとの違いに注意してください。 ここでは、時間反転対称性54と矛盾しないように、非エルミート行列の群である \(M_{THEMATHrm{cell}}}left( \omega \right) {mathrm{SU}}(1,1)\in を用いています55。 SU(1,1)ハミルトニアンは、例えばSSH tight-binding modelのPT-symmetric extension56で見られ、ハミルトニアンの非厳密性はエネルギー保存がないことに起因している。 ここで、Mcellはハミルトニアンではなく、その固有値がωではなくkBに関係するという意味で、ハミルトニアンである。 であり、Mcellの擬似反厳密性( \sigma _{mathrm{z}}{{it{M}}_{mathrm{cell}}^{mathrm{dagger }} {sigma _{mathrm{z}} = – {}it{M}_{mathrm{cell}}}) は時間反転対称性と関連していることがわかった。 補足図11に、伝達行列法によるバンド構造を表し、周期境界条件を与えたユニットセルの全波シミュレーション(FEM法)から直接得られたものと比較する。 伝達行列の固有値問題を解くために、導波路内の単一障害物のFEM散乱シミュレーションから、周波数に依存するパラメータθ1,2、α1,2、Φ1,2を抽出した。 2つの散乱体間の距離は、ep = 2.8 cm (trivial)、a = 23 cmで、 \(d = \frac{a}{2} – e_{mathrm{p}}) とされる。 ロッドの直径は3.5cmで、導波路の幅は7cmである。

Properties of the unit cell transfer matrix

次のセクションでシステムのトポロジーを定義するために、まずユニットセル転送行列のいくつかの重要な特性を確立する必要があります。

時間反転対称性54の直接的な結果として、系Mcellの転送行列は

$M_{{Themathrm{{cell}} = \left( {begin{array}{*{20}{c}}} ) という形式の行列の群SU(1,1)に属している。 \ЪЪЪ \\ ♪♪♪~ \୧⃛(๑⃙⃘◡̈๑⃙⃘) \right)$$
(16)

which is parametrized using Pauli matrices as

${it{M}}_{{Thatmathrm{cell}}} = \alpha _{mathrm{R}} sync _0 + \beta _{mathrm{R}} sync _x + \beta _{mathrm{I}} sync _y + ianium _{mathrm{I}} sync sigma _{mathrm{z}}.$$
(17)

その固有値は、以下の式で与えられる( \lambda _ \pm = \alpha _{Mathrm{R}})。 \alpha _{}mathrm{I}^2 – \beta _{}mathrm{R}^2 – \beta _{}mathrm{I}^2})は実数で、それ以外は複素数です。 これらの固有値は、パラメータβR, βI, αIが(βR, βI, αI)空間内の二重円錐に属するとき、すなわち、条件㊧(㊦-㊦)で縮退する。 この円錐は図6の下のパネルに表されている。 円錐の先端では、βR=βI=αI=0となり、McellはMcell=αRσ0に減少することを意味する。

Fig. 6
figure6

Topology of the bands. ここで、topology of the bandsは、等高線(contours)୧⃛(๑⃙⃘◡̈๑⃙⃘)୨⃛が式20で定義される錐体の軸を横切る回数として定義する。 a トリビアル格子では、錐体の軸を横切らず、トポロジー不変量がゼロに対応。 b 系の相転移時に錐体の先端と接触するのは、等高線(contours)¢(⑅mathcal⑅c)⑅。 この場合、トポロジカル不変量は定義できない。 c パネル(a)(b)と同じだが、トポロジカル格子の場合。 この場合、輪郭㊧が円錐の軸を1回横切り、nontrivial topology

On a bandでは行列Mcellは特殊な形式を持つ。 実際、Bloch 固有値問題から見て、(2)のような形になる。 \pm isqrt { \alpha _I^2 – \left| \beta \right|^2} = e^{i,k_{the_mathrm{B}}}a}), となり、そこから

${it{alpha }}_{mathrm{R}} = {{mathrm{cos}} left( {k_{mathrm{B}}a} \right)$$
(18)

そして

$$left| \alpha \right|^2 = 1 + \left| \beta \right|^2$
(19)

implying \(\alpha _{Mathrm{I}}^2 + \alpha _{Mathrm{R}}^2 = 1 + \left| \beta \right|^2), となり、 \alpha _{mathrm{I}}^2 = {}mathrm{sin}}^2(k_{mathrm{B}}a) + \left| \beta \right|^2} と同じになります。 or

${Θit{alpha }}_{mathrm{I}} = \sqrt {{Θmathrm{sin}^2({Θit{k}}_{Θmathrm{B}}{it{a}}) + \left| \beta \right|^2}.$$
(20)

On a band, therefore we have

$$M_{{Cell}} = \left( {}begin{array}{*{20}{c}}} {}$M{{Mathem{Cell}} {*{Mathem{Cell}}} {*{Mathem{Cell}} {*{Mathem{Cell}} {*{Mathem{Cell}}}}) {{mathrm{cos}}(k_{mathrm{B}}a) \sqrt {{mathrm{sin}}^2(k_{mathrm{B}}a) + \left| \beta|^2}}. } & {beta \ast }. \beta & {{mathrm{cos}}(k_{mathrm{B}}a) \mp isqrt {{mathrm{sin}^2(k_{mathrm{B}}a) + \left| \beta \right|^2} }. } \୧⃛(๑⃙⃘◡̈๑⃙⃘) \(21)

その結果、バンドはSU(1,1)行列Mcell(kB)の部分空間におけるブリルアン円から閉路への1対1写像を記述していることがわかる。 Blochの固有値問題から、M_{mathrm}{cell}}left( ˶˙ᵕ˙˶ )☝︎ e^{i,k_{mathrm{B}}a}left|˶˙ᵕ˙˶ )☝︎ e^{mathm}{cell}{cell}{b}{b}を持つSU(1,1)mathmatrix Mcell(kB)の部分空間において、円から閉じた経路を描く。 は複素固有値を持つ、つまり、(2)(3)(4)(5)(6)(7)(8)のようになる。すなわち、パス∕(\mathcal{C}}) は円錐の内側、上の領域 αI > ||β| か、下の領域 αI < -|β| になければならないのです。 また、Mcellの固有値、すなわちⒶ(e^{i},k_{Θmathrm{B}}a})が縮退しているときのみ、パスⒶ(Θmathcal{C})はコーンに触れることができるのである。 Brillouin zoneの端では必然的にそうなり、その中心ではkB = 0となります。 この間、時間反転対称性により、2つの異なる固有値Ⓐ(e^{ Ⓐ,k_{mathrm{B}}a} )が求められるため、錐体に触れることができません。 最後に、Mcellはωの単純な関数であるため、帯上のkBの2つの反対値に対して同じであることから、経路∕(\mathcal{C}) はループではなく、単純な線であることがわかります。 で円錐上に乗り、kB = 0で再び円錐上に降りた後、kB = 0 と \(k_{mathrm{B}} = \frac{pi }{a}} の間で逆の経路をたどることになります。 図6aは、結晶の第3バンド(トポロジカルに “trivial “とされる、ep = 2.8cmの場合)に対する” \mathcal{C}}” contourの例であり、図6cは、トポロジカルとされるdual systemに相当するep = -2.8 cmの場合の同 contourを表す(次節で、トポロジー性を証明する)。 図6bは、バンドギャップを閉じるep = 0 cmの場合を表しています。 予想通り、すべてのケースで、輪郭は円錐で始まり、円錐で終わります。

連続する2つの周波数帯が接触する条件を調べるには、Bloch固有問題を等価な形に直すと便利です:

$e^{ – i,k_{Θmathrm{B}}a}M_{Θmathrm{cell}}left( \omega \right)\left| {psi \rangle } {Θ’Θ’ΘΘ}δ)δ)δ))σ)は、Bloch固有問題で使用することが出来ますが、この問題は、Bloch固有問題の等価な形として、Bloch固有問題の等価な形に直した方が便利です。 \ㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤ。 \ㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤㅤ$$
(22)

そして次のように考えてください。第一ブリルアン・ゾーンの各kBについて、バンドを見つけるということは、行列(e^{ – i,k_{mathrm{B}a}M_{mathrm{cell}} )が1に等しい固有値を少なくとも一つ持ち、その固有ベクトルを特定のバンド上のブロック固有ベクトルとするωの値を見つけることを意味しているのです。 これはωの値が無限にある場合に起こり得ます。 もし、ある周波数での(e^{ – i,k_{mathrm{B}}a}M_{{mathrm{cell}}}) の固有値が両方とも1に等しければ、バンド構造は二重に縮退しており、したがって、この系が許す最大の周波数縮退は1です。 また、あるバンドでの固有値の一般形は、 \upsilon _ \pm = e^{ – i,k_{ Θmathrm{B}}a}left( { Θalpha _{ Θmathrm{R}}} ) \pm isqrt {alpha _{mathrm{I}}^2 – \left| \beta \right|^2}. } \right) = e^{ – i,k_{mathrm}a}e^{ \pm i,k_{mathrm}a}), 第二固有値 \(e^{ – 2i***,k_{mathrm{B}}a}) が等しくなるのは、ブリルアンゾーンエッジ( \left( {k_{mathrm{B}} = \pm \frac{pi }{a}} )、またはkB = 0のときだけです。 その結果、バンドギャップはブリルアン ゾーンの中心か端、つまり輪郭の⽯が円錐に接するときのみ閉じることができます。

最初のケース、すなわち、(k_{Θmathrm{B}} = \pm \frac{pi }{a}}) における縮退を仮定すると、(e^{ – i,k_{Θmathrm{B}}a} = – 1Θ)が成り立ちます。 degeneracyの特定の周波数において、

$e^{ – i\,k_{mathrm{B}}a}M_{{mathrm{cell}} = \left( {begin{array}{*{20}{c}}}} ) が得られます。 {1 \mp ileft| \beta \right|}. & { – \beta \ast }. \\ ♪♪~ & {1 \pm ileft| \beta \right|} {1 \pm ileft| | }. \୧⃛(๑⃙⃘◡̈๑⃙⃘) \right)$$
(23)

そしてこの行列がidentityと等しくなるのは、 \(\left| \beta \right| = 0)のときだけである。 2番目のケースであるkB=0でのdegeneracyも同じ結論になります♪ \((left|↵right| = 0)↵)。 これは、2つのバンドが接触するとき、図6bで確認されるように、輪郭が円錐の先端に到達していることを意味します。

Topology of the bands

前のセクションで見たように、各バンドはBrillouin circleとSU(1,1) matricesの部分空間間のマッピングを定義しています。 ここで各バンドに対して位相的不変量、つまりバンド構造の連続的な変換に対して不変な整数値を定義する。

標準的なタイトバインディングSSHモデルのように、各バンドにトポロジカル不変量を定義するためには、キラル対称性のような余分な対称性が必要である。 ここでは、θ1=θ2=θ、α1,2=α1,2=α、φ1=φ2=φをとり、散乱行列S1、S2が等しいことを要求する必要があります。 この追加条件により、量♪♪♪♪♪(♪♪♪♪)は、♪♪♪♪♪(♪♪♪♪♪)となります。 \⑭)の中にある。 14で表される行列Mcellをバンド上でパラメトリックにしたものである。 は

$$beta \left( {k_{mathrm{B}}} \right) = – 2e^{ileft( {{varphi – \alpha } \right)}}cos \left( {hattan + \frac{omega \left( {k_{mathrm{B}} )d}}{c}} {{varphi – ¥k_{mathrm{B}} {d}} {varphi + ¥frac{mega ¥hattan } {varphi + ¥frac{mathm}} {d}}) \(24)ここで、一つの障害物のS行列をパラメター化する量α, θ, φは一般にω(kB)に依存する。) 次に、非共振散乱体の場合、つまりcos θが帯域上で消滅せず、αとθの帯域上での変動が無視できる場合を想定する。 Mcellは常に2つの複素共役な単峰性の固有値を持つので、ω(kB)は-π/aから0までの間で必ず単調になります。 \Ⓐ)となり、ブリルアン・ゾーンのある特定の地点で複素数β(kB)が消滅する可能性があるのです。 kBが-π/aから0になるとき、角度( \gamma = \alpha + \frac{mega \left( {k_{mathrm{B}}} )d}}{c}) はγminとγmaxという二つの実数値の間で単調に動き、( \left}) と ⑷の連続単調マッピングが定義されます。 (1)

The segment does not contain π/2 (modulo π), that case \(\cos \left( {alpha + \frac{Cacheomega \left( {k_{Thomasrm{B}}}})d}}{c}}}) 。 \このことは、βが帯域上で消えることはないことを意味する。

  • (2)

    セグメントにはπ/2 (modulo π)が含まれるが、この場合βは少なくとも一度は帯域上で消える。

  • β=0は輪郭(錐軸)を横切ることを意味するので、位相不変量ηを次のように定義することができる。 この整数は、γmaxまたはγminがπ/2(modulo π)に等しいとき、すなわち、ブリルアン領域の端または中央でβが0になるとき、すなわちバンドギャップが閉じるときに、毎回変化します。 図6は、我々の系の第3バンドについて、トリビアル領域(パネルa, \(\mathcal{C}) does not cross the cone axis, η = 0)からトポロジカル領域(パネルc, \(\mathcal{C}) crosses the cone axis, η = 1)へ移行する際の輪郭Ⓐがどう変化するのかを示している。 トポロジカル相転移では、輪郭∕(\mathcal{C}}) が円錐の先端に触れてバンドギャップが閉じ、数値ηは定義されない。

    Symmetry protection

    トポロジカル不変量ηを、輪郭(\mathcal{C})が円錐軸を-π/aから0まで横切る回数と定義することは、二つの基本対称性に基づいており、両方とも満たす必要がある。

    1. (1)Time-reversal symmetry, Mcell is belong to SU(1,1)55 を保証している。

    1. (2) S1とS2が等しい(両障害物の遠距離個別散乱行列が同一でなければならない)、または同等に:

    $M_{{THMATRUM{CELL}}^2 = 1.$$
    (25)

    明らかに、水平方向の位置の乱れは、物体の個々の散乱パラメータを変化させない。 また、補足図12で示したように、垂直方向の位置の乱れも変化しない(散乱スペクトルの唯一の違いは、連続体の音響結合状態との結合から生じる非常に鋭いファノ干渉だが、関心のある周波数領域からはかけ離れている)。 その結果、位置の乱れは壊れない(M_{Pathrm{cell}}^2 = 1})。 しかし、1本の棒の直径を変えると、その散乱行列は確実に変化します。 半径の異なる棒の場合に何が起こるかというと、量

    (26)

    は決して同時にゼロになることはありません。 ということは、円錐軸の周りを回ることで、円錐軸の交差を避けることができます。 これはカイラル対称性のないSSH鎖に類似しており、界面に適切に選ばれたキラリティーを破る欠陥があれば、バンドギャップを閉じることなく巻数を変えることができることを意味します。 これらの結果は、本文の図3に示した全波シミュレーションの結果を説明するものです。

    数値計算方法

    全波シミュレーションはすべてComsol Multiphysics(音響およびRFモジュール)を使用して行いました。 分散曲線は、格子配列の単位セルを1つ考え、単位セルの横側面にフローケ境界条件を適用し、フローケ・ブロッホ波数のすべてについて固有周波数シミュレーションを行うことで得られる。

    ODEソルバーの周波数スペクトルを得るために、単位振幅の平面波で系を励起し、導波管の透過側での圧力量を計測した。

    実験測定の相互検証のために、例えば入射音波と透過音波の間の伝達関数X(ω)を実現するために、1.15dB/mの粘弾性損失を含む数値有限要素シミュレーションを実施しました。 次に、空の導波管を励起し、それに伴う送信側の音圧レベルを測定することで、スピーカの伝達関数Y(ω)を求めました。 そして、スピーカに印加した電圧と透過音圧の伝達関数Z(ω)を、ⒶX(ω)/Y(ω)Ⓑと容易に求めることができました。

    FDTDシミュレーションでは、導波管の一端から所望の変調入力信号で励起し、導波管の反対側の点で受けた圧力場の時間発展(安定性を確保するためにCFL(Courant-Friedrichs-Lewy)条件を適用した時間ステップで)を記録している。 その後、ナイロン6連続鋳造円筒を手動で導波管に挿入し、SSH型アレイを形成した。 補足図13aは、システムの伝達関数を実現するために使用した実験セットアップを表しています。 セットアップには、ラウドスピーカー、それを制御するコンピュータ(図示せず)に接続された Data Physics Quattro シグナルアナライザー、透過音圧レベルを測定する ICP マイクロフォン 1 個、自作の無響端子(図示せず)などが含まれる。 試料の伝達関数を得るために、バーストノイズ電圧(設定上、基準信号として設定されている)でスピーカを駆動し、ICPマイクロホンで基準チャンネルを基準とした音圧レベルを計測する。 付録図13bは、任意の時間プロファイルを持つ入力信号(電圧)を作成し、出力信号の時間変化を測定するための実験装置である㊧(㊦)㊦(㊨)㊦。 セットアップは、MATLAB/SimulinkのxPCターゲット環境で制御されるIO131インターフェースを持つSpeedgoat Performance Real-Time Target Machine、スピーカ、パワーアンプ、自作音響ターミネーション(図示せず)、透過圧力を測定するICPマイクロフォンから構成されています