具体实施方式

附图仅用于示例性说明，不能理解为对本专利的限制；

应当明确，所描述的实施例仅仅是本申请实施例一部分实施例，而不是全部的实施例。基于本申请实施例中的实施例，本领域普通技术人员在没有作出创造性劳动前提下所获得的所有其它实施例，都属于本申请实施例保护的范围。

在本申请实施例使用的术语是仅仅出于描述特定实施例的目的，而非旨在限制本申请实施例。在本申请实施例和所附权利要求书中所使用的单数形式的“一种”、“所述”和“该”也旨在包括多数形式，除非上下文清楚地表示其他含义。还应当理解，本文中使用的术语“和/或”是指并包含一个或多个相关联的列出项目的任何或所有可能组合。

下面的描述涉及附图时，除非另有表示，不同附图中的相同数字表示相同或相似的要素。以下示例性实施例中所描述的实施方式并不代表与本申请相一致的所有实施方式。相反，它们仅是如所附权利要求书中所详述的、本申请的一些方面相一致的装置和方法的例子。在本申请的描述中，需要理解的是，术语“第一”、“第二”、“第三”等仅用于区别类似的对象，而不必用于描述特定的顺序或先后次序，也不能理解为指示或暗示相对重要性。对于本领域的普通技术人员而言，可以根据具体情况理解上述术语在本申请中的具体含义。

此外，在本申请的描述中，除非另有说明，“多个”是指两个或两个以上。“和/或”，描述关联对象的关联关系，表示可以存在三种关系，例如，A和/或B，可以表示：单独存在A，同时存在A和B，单独存在B这三种情况。字符“/”一般表示前后关联对象是一种“或”的关系。以下结合附图和实施例对本发明做进一步的阐述。

为了解决现有技术的局限性，本实施例提供了一种技术方案，下面结合附图和实施例对本发明的技术方案做进一步的说明。

实施例1

一种水下声子晶体单胞结构，请参考图1、3以及6，包括正六边形晶格1，所述正六边形晶格1之中设有六个可围绕各自中心旋转的散射体2；

所述散射体2呈月牙状，分布在所述正六边形晶格1之中；

当各散射体2内弧边的圆心与所述散射体2所在位置最接近的所述正六边形晶格1边缘之间的距离最大时，所述水下声子晶体单胞结构处于拓扑平庸态；

当各散射体2内弧边的圆心与所述散射体2所在位置最接近的所述正六边形晶格1边缘之间的距离最小时，所述水下声子晶体单胞结构处于拓扑非平庸态。

相较于现有技术，本发明利用月牙状的散射体来实现频带反转，能够构造出伪时间反演对称性以及有限四边形声学结构，可以实现类似于电子系统中的量子霍尔效应(Quantum Hall Effect，QHE)的赝自旋状态，具有自旋方向依赖性的单向传输的边界以及良好的的鲁棒性，并且不受诸如直角弯曲、孔洞和无序之类的缺陷的影响；可采用普通材料实现，拓扑带隙非常宽，结构较为简单，在实际应用中有很大潜力。

在本专利所涉及的技术领域中，所述正六边形晶格1仅代表一种用于将各组散射体2(一组散射体2即六个按上述设置分布的散射体2)区分开的虚拟边界，类似磁场分布图中表示磁极间磁场分布情况的磁感线，并非实际存在的物质边界。

具体的，所述散射体2围绕其中心旋转的旋转角可以表示为旋转角θ，图1为旋转角θ＝0°所述散射体2的状态；图3为当各散射体2的内弧边正对所述正六边形晶格1的中心时，即旋转角θ＝+90°，也即旋转角θ＝0°的散射体2围绕其中心顺时针旋转90°后所述散射体2的状态；图6为当各散射体2的外弧边正对所述正六边形晶格1的中心时，即旋转角θ＝-90°，也即旋转角θ＝0°的散射体2围绕其中心逆时针旋转90°后所述散射体2的状态。

经过基于有限元方法的COMSOL Multiphysics软件进行数值模拟后，可以得到所述散射体2的旋转角θ＝0°、+90°、-90°时，所述水下声子晶体单胞结构的表示色散关系的能带图，具体请参阅图2、4以及7，其中横坐标为布里渊区，纵坐标为特征频率，曲线为能带。布里渊区为动量空间的最小重复单位，用来表现能量与动量的关系的周期性。

如图2所示，可以看到，当θ＝0°时，布里渊区中心出现了一个双狄拉克点。而随着各散射体2的旋转，狄拉克锥(一种独特的能带结构，在声子晶体材料能带结构中，两条能带线性相交便形成一个狄拉克锥，两条能带线性相交的交点为一个单狄拉克点)将打开带隙：

如图4所示，而当θ＝+90°时，双狄拉克点处于打开的状态，并形成了两个单个狄拉克点，因此可证明存在一个完整的带隙。图4中上方带隙对应二重简并的一对偶极子态，即p态，其在布里渊区域中心的简并点的本征场图请参阅图5的上两个图例；下方带隙对应二重简并的一对四极子态，即d态，其在布里渊区域中心的简并点的本征场图请参阅图5的下两个图例；本实施例中涉及的p态和d态类似于电子的p和d轨道。

在θ＝+90°基础上，随着各散射体2逆时针旋转，声子晶体的带隙逐渐减小。当各散射体2逆时针旋转至θ＝0°时，声子晶体的带隙完全闭合以形成四重简并，即两个单狄拉克点简并在一起形成双狄拉克点。随着各散射体2继续逆时针旋转，带隙再次打开，导致频带反转：当θ＝-90°时，图7上方带隙对应d态，其在布里渊区域中心的简并点的本征场图请参阅图8的上两个图例；图7下方带隙对应p态，其在布里渊区域中心的简并点的本征场图请参阅图8的下两个图例。

更具体的，拓扑边界态的一个重要属性是它的鲁棒性：它不受缺陷的影响，无论是弯曲的边界，还是边界上有诸如孔洞和无序之类的缺陷，受拓扑保护的边界状态都可以绕过这些缺陷，并且几乎没有反射。为了进一步说明本实施提供的水下声子晶体单胞结构的性能，可以采用一种通用的、用于衡量一个结构具有边界态的方法验证所示水下声子晶体单胞结构的拓扑边界态的存在：

将20层处于拓扑非平庸态的水下声子晶体单胞结构夹在上下各20层的处于拓扑平庸态的水下声子晶体单胞结构之间形成一个类似三明治结构的超胞，如图9所示。计算超胞其中一个方向上的能带，结果示于图10，其中横坐标为倒格矢中的kx方向，纵为本征频率。可以看出，声压本征态的声压局域在边界上，即边缘态，出现在体态(整个超胞都会有声压场)的带隙中，并且边界态连接了体态。值得注意的是，图中边界状态上的每个点都是双简并的，因为在相同的波矢量和相同的频率下，为了显示结果，总是存在伪向上旋转和伪向下旋转两种状态。更直观地，在图10中选择了两个代表点A和B，在图9中绘制了相应的拓扑压力场(虚线对应的放大图)。

B点的场图绘制在图9的顶部(虚线对应的放大图)。可以看出，左边界的能量流是顺时针旋转的，右边界上的能量流逆时针旋转。A点的场图与B点类似，不同之处在于能量流的方向，赝自旋方向和传播方向与B点相反：左边界处的能量流逆时针旋转，右边界上的能量流顺时针旋转。这样，在每个边界上(左边界迹线是否是右边界)，同时存在两个边界状态，每个边界状态都具有一定的传播方向，并且特定方向的赝自旋被锁定，因此，该边界状态是具有手性的。

拓扑边界状态的一个重要属性是它的鲁棒性：它不受缺陷的影响，无论是弯曲的边界，还是边界上有诸如孔洞和无序之类的缺陷，受拓扑保护的边界状态都可以绕过这些缺陷，并且几乎没有反射。

接下来，本实施例演示了边缘波在特定缺陷类型周围的传播：图11显示了不同赝自旋状态的声音如何沿边界传输。边界由平庸结构和非平庸的结构组成。其选择的声波频率是图10中点A对应的频率。图11(a)模拟了在边界处伪旋转向上的声波的传播。可以看到，声波单向传播到左侧。波沿边缘传播，在四个尖角处无反射。该结果证实了边缘状态相对于急剧弯曲的界面的拓扑鲁棒性。图11(b)模拟了在边界上传播的赝自旋声波。还可以看到，声波只能向右单向传播。边界状态的这种行为与电子系统中的量子自旋霍尔效应(QuantumSpin Hall Effect)完全一致。

作为一种可选实施例，所述正六边形晶格1的晶格常数a＝43mm。

进一步的，所述月牙状指两个圆部分重合时，其中一个圆的未重合部分所呈现的形状。

作为一种可选实施例，所述月牙状指两个半径相等的圆部分重合时，其中一个圆的未重合部分所呈现的形状。

作为一种可选实施例，所述月牙状指两个半径不相等的圆部分重合时，其中一个圆的未重合部分所呈现的形状。

总体而言，所述月牙状满足一般对“月牙”形状的认知即可。

作为一种可选实施例，所述散射体2外弧边的半径长度为所述正六边形晶格1的晶格常数的十分之一。

作为一种可选实施例，所述散射体2由软橡胶制成，所述软橡胶的声学参数为：密度ρ₁＝1000kg/m³，声速c₁＝＝489.9m/s。

进一步的，所述正六边形晶格1的基底为水，声学参数如下：密度ρ₀＝1000kg/m³，声速c₀＝＝1482.9m/s。

实施例2

一种赝自旋拓扑状态和高阶拓扑状态并存的水下声学拓扑绝缘体，其为由如实施例1所述的水下声子晶体单胞结构组成的有限四边形声学结构，所述有限四边形声学结构的内层分布有处于拓扑非平庸态的水下声子晶体单胞结构，所述有限四边形声学结构的外层分布有处于拓扑平庸态的水下声子晶体单胞结构。

具体的，赝自旋拓扑状态是指声波类比电子系统中所得到的自旋向上和自旋向下状态形成的量子自旋霍尔效应。

高阶拓扑状态是指带隙中不仅存在打开能隙的边界态，同时在所打开的能隙中会存在稳健的角态或棱态。

请参阅图12，图12(a)为对所述有限四边形声学结构进行计算得到的本征频率，其中横坐标为状态数，纵为本征频率。从中可见在带隙应该出现的地方出现了其他本征频率。对声学本征压力场分别进行观察，发现该带隙中的本征场是一维边界态和零维角态，相应的声场请参阅图12(b)、(c)、(d)，图中颜色越鲜艳，声压场越强。可以清楚地看到，声压主要位于拼接结构的边界，即边界态模式，如图12(d)；声压主要局域在拼接结构的两个转角处，即角态模式，如图12(c)；在带隙之外是体态模式，声压分布在整个声学结构上，图12(c)。

实施例3

一种由实施例1所述的声子晶体单胞结构组成的水下声子晶体，包括相互连接的一个拓扑平庸结构以及一个拓扑非平庸结构，所述拓扑平庸结构由若干个处于拓扑平庸态的所述水下声子晶体单胞结构沿边缘连接组成，所述拓扑非平庸结构由若干个处于拓扑非平庸态的所述水下声子晶体单胞结构沿边缘连接组成。

实施例4

一种赝自旋拓扑状态和高阶拓扑状态并存的水下声学拓扑绝缘体，包括第一水下声子晶体以及第二水下声子晶体，所述第一水下声子晶体以及第二水下声子晶体均为实施例2中所述的水下声子晶体，所述第一水下声子晶体的拓扑平庸结构沿边缘连接所述第二水下声子晶体的拓扑非平庸结构，所述第一水下声子晶体的拓扑非平庸结构沿边缘连接所述第二水下声子晶体的拓扑平庸结构。

具体的，请参阅图13，图13(a)为本实施例提供的水下声学拓扑绝缘体，由两个拓扑平庸结构以及两个拓扑非平庸结构组成了一种有限平行四边形结构，其总共有上下左右四个边缘。

对于声波在所述拓扑非平庸结构与所述拓扑平庸结构的拼接边上的传输特性，可以将声音的发射源放在左侧，如图13(b)中的星号所示。发射源的声波频率是图10中点A对应的频率。可以看到，在这样的拼接结构中，声波主要传输到上部拼接边界，而下部边界的声波数量非常少，而右边界几乎没有声波。若尝试更改右边界与上边界之间的角度β，如图13(c)和13(d)所示，可以看出，分配给上边界和下边界的能量将根据不同角度的变换而变化，但是同样的事情是，在右边界上没有声波的传输。通过这样简单的角度调整，可以得到具有不同能量比的分束效果。

实施例5

一种水下声学组件，其采用如实施例2或4所述的赝自旋拓扑状态和高阶拓扑状态并存的水下声学拓扑绝缘体对声音进行定向传输。

具体的，所述水下声学组件，可以是作为水下声感测或通信的隔音组件，也可以是作为用于声音定向传输的组件，如声传感器等。

显然，本发明的上述实施例仅仅是为清楚地说明本发明所作的举例，而并非是对本发明的实施方式的限定。对于所属领域的普通技术人员来说，在上述说明的基础上还可以做出其它不同形式的变化或变动。这里无需也无法对所有的实施方式予以穷举。凡在本发明的精神和原则之内所作的任何修改、等同替换和改进等，均应包含在本发明权利要求的保护范围之内。