一种基于自旋波衍射效应的探测界面DM作用强度的方法与流程

一种基于自旋波衍射效应的探测界面dm作用强度的方法
技术领域
1.本发明属于自旋电子学领域，更具体地，涉及一种基于自旋波衍射效应的探测界面dm作用强度的方法。


背景技术：

2.铁磁性材料各种磁矩有序排列源自其内部的各种磁性相互作用，包括使得磁矩平行排列的各向同性交换作用，以及使得磁矩以特定手性螺旋排列的各向异性交换作用，后者即为所谓的dzyaloshinskii
‑
moriya(dm)相互作用。dm相互作用最早是在1960年左右由dzyaloshinskii和moriya两位物理学家提出的，用来解释在纳米反铁磁介质中观察到的弱铁磁性。而界面dm作用是在厚度方向上结构对称破缺的多层体系中产生的一种界面效应。近年来，界面dm作用产生的自旋电子现象也被广泛观察到。界面dm作用对新一代重金属/铁磁自旋电子材料器件(sot
‑
mram,赛道存储器等)的各种性能起到关键作用，因而对其精确测量为研发下一代自旋电子学器件至关重要。自旋波具有信息存储密度大，功耗小，易耦合等特点，这些特性使得自旋波成为了下一代信息技术的理想信息载体。自旋波的这些特点对于自旋电子器件的发展具有很大的益处。传统自旋波的色散曲线是互易的，但是界面dm作用下自旋波在铁磁纳米线中的传播的诸多特性(频率，振幅与衰减长度等)则会表现出非互易性。基于这种非互易性，自旋波表现出很多可以和光波传输类比的有趣性质。例如，界面dm作用下自旋波反射的效应，负折射现象，以及波动中波前面倾斜等。除了以上现象外，自旋波的另一个可以和光波传输类比的特性就是自旋波的衍射。由于在界面dm作用下自旋波会表现出很多相对于传统自旋波的不同特性，因此dm作用强度的探测对于自旋波的研究至关重要。
3.基于dm作用下自旋波的非互易性，目前布里渊光散射光谱技术(bls)可以用于测量界面dm作用的强度，但是受限于波长分辨率，bls测试方法只适用于频率在20ghz以下低频自旋波，因此对于测量20ghz以上的自旋波里的dm作用的强度成为本领域亟待解决的技术问题。


技术实现要素：

4.针对现有技术的以上缺陷或改进需求，本发明提供了一种基于自旋波衍射效应的探测界面dm作用强度的方法，其目的在于测量20ghz以上自旋波下的dm作用的强度。
5.为实现上述目的，本发明提供了一种基于自旋波衍射效应的探测界面dm作用强度的方法，包括：
6.s1.在能产生衍射条纹的平面波导上激发自旋波，使得激发的自旋波通过镂空结构传播并发生衍射；所述平面波导由能够产生自旋波的波导材料构成；
7.s2.根据背向体波中最强衍射束偏转角β的正弦值计算得到dm作用的强度；所述最强衍射束的偏转角为最强衍射束的方向与背向体波磁矩方向的夹角；所述最强衍射束指衍射强度最强的衍射束；所述背向体波为薄膜被面内磁化且磁矩平行于自旋波波矢时的自旋
波模式。
8.进一步地，所述平面波导的长和宽至少是自旋波波长的十倍。
9.进一步地，所述平面波导为h型镂空结构，其中间实体部分的长度d与自旋波波长的关系遵循光波的衍射原理里对狭缝长度与宽度的要求。
10.进一步地，所述波导材料为坡莫合金、铁、钴、镍或yig。
11.进一步地，所述平面波导设置有边界吸收层；所述边界吸收层采用阻尼因子至少大于波导材料阻尼因子一个数量级的铁磁材料构成。
12.进一步地，采用微波磁场、超短激光脉冲或者自旋极化电流作为激励场，在恒定磁场下激发背向体波。
13.进一步地，最强衍射束的偏转角β的正弦值与界面dm作用强度d的关系为：
[0014][0015]
a表示磁性材料的交换常数，k0为入射波的波数。
[0016]
总体而言，通过本发明所构思的以上技术方案与现有技术相比，能够取得下列有益效果。
[0017]
本发明发现当自旋波通过一个大小与波长相当的狭缝时发生衍射，在界面dm作用下，强度最强衍射束的方向明显偏离狭缝的中心，强度最强衍射束偏转角的正弦值与界面dm作用常数近似满足简单的线性关系，基于上述线性关系，可以测得界面dm作用的强度值。在频率越高时，对应的色散关系里的自旋波的波矢k越大因而其对应的自旋波波长值越短。对于传统的布里渊光散射(bls)等技术，很难分辨出交换自旋波范围内的波长值，因此基于上述技术只能测量20ghz以下的dm作用常数。本发明的测量方法基于测量最强衍射束的偏转，不需要分辨自旋波波长变化，因而可以适用于更宽频率范围(20ghz到100ghz)的自旋波下的dm作用强度的测量，突破了传统bls方法对波长分辨率的限制，这对于未来研究基于界面dm作用的交换自旋波有着很大的作用。
附图说明
[0018]
图1为本发明的dm作用强度测量方法基本结构图；
[0019]
图2中(a)为有无偶极场，改变dm作用常数大小的背向体波的色散关系图；图2中(b)为有无偶极场，改变dm作用常数大小的静磁表面波(也称为de波)的色散关系图；
[0020]
图3为不同d下背向体波的衍射图案，其中，(a)d＝0mj/m2；(c)d＝
‑
2.0mj/m2；(e)d＝2.0mj/m2；(b)、(d)、(f)为相应d下自旋波的归一化二维强度图，插图为x＝1000nm处自旋波强度随y变化曲线；
[0021]
图4中(a)为不同频率下入射背向体波衍射后y方向波数变化量随d的变化曲线；图中4(b)为强度最大衍射束偏转角的正弦值随dm作用常数d的变化曲线。
具体实施方式
[0022]
为了使本发明的目的、技术方案及优点更加清楚明白，以下结合附图及实施例，对本发明进行进一步详细说明。应当理解，此处所描述的具体实施例仅仅用以解释本发明，并不用于限定本发明。此外，下面所描述的本发明各个实施方式中所涉及到的技术特征只要
彼此之间未构成冲突就可以相互组合。
[0023]
本发明提供一种基于自旋波衍射效应的探测界面dm作用强度的方法，具体包括以下步骤：
[0024]
s1.在能产生衍射条纹的平面波导上激发背向体波，使得激发的背向体波通过镂空结构传播并发生衍射；所述平面波导由能够产生自旋波的波导材料构成；
[0025]
具体地，本发明实施例平面波导设置为h型镂空结构的具体结构如图1所示，(也可为其他结构，能产生衍射条纹即可)其长和宽至少是自旋波波长的十倍，这样便于观测自旋波的传输谱；本发明实施例利用微磁学模拟软件oommf(object oriented micromagnetic framework)建立坡莫合金(py)薄膜，形成平面波导(本发明中波导材料也可以是铁、钴、镍、yig等其他磁性材料)，长度为3000nm，宽度为1000nm，厚度为3nm；平面波导外围设置边界吸收层(absorption boundaries)，设置边界吸收层可以减弱自旋波在边界反射对衍射现象的干扰(实验中如能保证样品足够大可不加边界吸收层)，并且可以排除dm作用边界效应的影响；天线(antenna)设置在平面波导左端(天线长度不定，本发明中天线位置不限于左端)，通过微波磁场激发自旋波(具体实施中，也可以采用超短激光脉冲、自旋极化电流等激发自旋波)。
[0026]
在激发源右端500nm处开一狭缝，狭缝长度固定为50nm，狭缝宽度d在50nm到200nm之间，与自旋波波长的关系遵循光波的衍射原理里对于狭缝的长度与宽度的要求，使得激发源所激发的自旋波通过狭缝处向右传播并发生衍射。
[0027]
s2.根据最强衍射束偏转角β的正弦值计算得到dm作用的强度；所述最强衍射束的偏转角为最强衍射束的方向与背向体波磁矩方向的夹角；所述最强衍射束指衍射强度最强的衍射束。
[0028]
本发明选择衍射达到稳定时一个周期内磁化强度垂直于磁场方向的分量的平方的平均值代表衍射强度，并且归一化。
[0029]
以下内容介绍本发明方法得以实现的原理：
[0030]
为了确定自旋波的色散关系，本发明采用形式为sinc函数的交变磁场作为激励磁场，具体表达式如下：
[0031][0032][0033]
上式中的f
c
为截至频率，取为100ghz，t0＝0.25ns，表示磁场的方向沿y方向的单位向量。当外加磁场h0沿x方向时，激励磁场沿y方向，激发背向体波。
[0034]
(1)式的h
max
可通过下式计算：
[0035]
h
max
＝2f
c
t
exc
h
f
ꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀ
(3)
[0036]
(3)式中t
exc
为激励时间(0.5ns)，h
max
为600奥斯特(oe)，h
f
为频域下的磁场振幅(取6oe)。h
f
足够小到忽略非线性效应。仿真步长δt为5ps，步数设为1200步。
[0037]
理论上，图1对应的自旋波色散关系为公式(4)：
[0038][0039]
在公式(4)中ω
m
＝γμ0m
s
,ω
h
＝γμ0h0。a为交换常数，m
s
为饱和磁化强度，d为dm作用常数，k为自旋波的波矢，t
m
为铁磁层厚度，μ0、k分别为真空磁导率、自旋波的波数,ω
m
/4与3ω
m
/4代表局域偶极场的贡献。公式(4)中较复杂的指数项代表非局域偶极场的贡献。
[0040]
式(4)最后一项代表dm作用对色散关系的影响。假设磁化强度和自旋波传输均严格沿x方向(背向体波，bv波)，则k
y
＝0，dm作用对bv波的色散没有影响，这和本发明仿真结果图2中(a)一致，其中散点为oommf仿真结果，实线为基于公式(4)的计算结果。从图2中(a)可以看出dm作用对背向体波的色散关系不会产生偏移的影响。
[0041]
而当磁性薄膜沿x方向充分磁化，自旋波沿y方向传播(de波)时，k＝k
y
，此时dm作用将对de波的色散关系产生显著影响(图2中(b))：没有dm作用时，de波的色散关系是互易的；有dm作用时，de波的色散关系是非互易的，基于式(4)计算的结果与仿真结果一致。在图2中(b)散点为oommf仿真结果，实线为基于公式(4)的计算结果。
[0042]
图2中(a)和(b)分别为背向体波和de波的色散曲线，研究自旋波的色散关系便于后续分析波数的变化量，利用波数的变化量计算最强衍射束偏转角的正弦值与界面dm作用常数d的关系。
[0043]
本发明主要讨论高频交换自旋波的衍射，衍射自旋波可以分为 x方向背向体波与
±
y方向de波分量的叠加。图3为不同dm作用下入射背向体波的衍射图案(图3中(a))和x＝1000nm处相应的二维强度分布(图3中(b))。dm作用不存在时，背向体波的衍射图案关于狭缝中心对称，强度最大的衍射束严格平行x方向。另外，自旋波从狭缝出来后，衍射束的强度分布随传输距离不断展宽。在x＝1000nm处，零级亮纹的宽度大约为300nm。目前，布里渊光散射(bls)、时间分辨克尔显微镜(trkm)等仪器常被用来探测自旋波，前者的空间分辨率一般为200～250nm，后者的空间分辨率为～350nm，交换自旋波的波长在几十纳米左右，无法通过bls和trkm分辨波长的细微改变。但是零级亮纹的亚微米级别的展宽使实验上测得交换自旋波衍射图案成为可能，尤其是远离狭缝的区域。
[0044]
当自旋波通过狭缝时，会发生衍射。如图3所示，图3中(a),(c),(e)为磁化强度垂直于磁场方向的分量m
y
在固定时间的空间分布，为不同dm作用下的衍射图像；图3中(b),(d),(f)为周期内m
y
的平方归一化平均值，即为相应d下自旋波衍射的归一化二维强度分布。
[0045]
根据图(3)可以发现当dm作用常数为0时，自旋波的最强衍射束严格平行于x方向，次级衍射自旋波的强度分布是对称的。
[0046]
在强dm作用(d＝2mj/m2或
–
2mj/m2)条件下，自旋波衍射的强度分布变得明显不对称。根据dm作用常数的符号(图3中(d)和(f))，最强的衍射束会 y或
‑
y方向弯曲，与x方向成一定偏转角。当d＝
‑
2.0mj/m2时，强度最大的衍射束明显偏离x方向，逆时针偏转一定角度(图3中(d))，表明衍射自旋波相干增强方向的改变。本发明把远离狭缝中心强度最大衍射方向与x方向的夹角定义为偏转角，用β表示。当d＝2.0mj/m2时，强度最大衍射束顺时针偏
转，偏转角度与d＝
‑
2.0mj/m2相同(图3中(f))。
[0047]
基于上述结果并考虑实验上有利于观测的情形，本发明进一步系统研究了dm作用常数对最强衍射束偏转角的影响。
[0048]
在长条左端激发自旋波向右传播，在经过狭缝时发生衍射，衍射自旋波可以分为 x方向背向体波与
±
y方向de波分量的叠加。对于y方向de波，dm作用将影响其波数(图2(b))。相比于d＝0mj/m2，自旋波在y方向上的传播表现出不对称性，从而导致强度最大衍射束发生偏转。
[0049]
相对于d＝0mj/m2，非零dm常数导致波数在
±
y方向上变化的平均值定义为波数的变化量：
[0050][0051]
其中δ(k
y
)
1,2
＝(k
y,d
)
1,2
–
(k
y,d＝0
)
1,2
。(k
y,d
)
1,2
对应于dm作用常数为d时某频率下的两个y方向波数。因为当d＝0mj/m2时，(k
y,d＝0
)1 (k
y,d＝0
)2＝0，所以：
[0052][0053]
这表明某频率下y方向波数平均变化量即为该频率对应两个波数的平均值。
[0054]
基于快速傅里叶变换(fft)得到的色散关系，可以得到不同频率下δk
y
随d变化关系(图4中(a))。不同频率下的δk
y
基本一致，并且δk
y
与dm作用常数成正比。
[0055]
进一步地，通过仿真计算得到最强衍射束偏转角度β的正弦值(图4中(b)散点)。发现sinβ与d成正比，随着频率的增大，sinβ对d线性关系的斜率随之减小。
[0056]
基于此线性关系，可以实验上标定sinβ对d的关系，进而用于测量dm作用常数。
[0057]
目前bls也可以测量dm作用常数，但是受限于波长分辨率，只适用于频率在20ghz以下低频自旋波。而本发明的衍射方法是基于测量最强衍射束的偏转，不需要分辨自旋波波长变化，因而可以适用于更宽频率范围的自旋波。
[0058]
理论上，线源激发自旋波(忽略狭缝边界处杂散场干扰)强度可表达为：
[0059][0060]
其中
[0061][0062]
其中r、θ、h、ω
n
、ω0分别为极坐标系下自旋波传播方向上某点到激发点源的距离、角度、外加激励场的振幅、自旋波的本征频率和外加激励的频率。式(8)为关于β和k的双重积分，其结果是与β和k无关的常数。因而零级亮纹中心位置将仅由(7)式右边的k
y
所决定。考虑dm作用的影响，k
y
可以表达为：
[0063]
k
y
＝k0sinβ δk
y
ꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀ
(9)
[0064]
式(9)中的k0为入射波的波数，与d无关，由激发源频率决定。原则上δ(k
y
)可以基
于(4)式计算得到，但精确计算十分复杂。本发明首先忽略掉所有偶极作用，则y方向传输自旋波的色散关系可以简化为：
[0065][0066]
基于式(6)和(10)，很容易得到：
[0067][0068]
联立式(7)、(9)和(11)，可以得到：
[0069][0070]
图4中(a)比较了不同频率和dm作用常数下基于仿真所得δk
y
(散点)和基于式(12)计算所得结果(实线)。可以看到，即使忽略所有偶极作用，在40到80ghz的频率范围内理论计算结果也与仿真结果基本一致，表明强度最大衍射束偏转角的正弦值正比于dm作用常数。如图4中(b)所示，在40到80ghz频率范围内，基于(12)式理论计算结果与仿真所得结果基本相符。80ghz较高频率下的偏差源于未考虑狭缝边缘效应等非本征因素的干扰。
[0071]
跟据上述理论分析，本发明用数值方法研究了界面dm作用对自旋波衍射的影响。对于bv
‑
型自旋波，通过改变dm作用常数可以有望在纳米尺度上有效地控制最强衍射束的方向。使用坡莫合金波导材料时，在20ghz到100ghz的宽频率范围内，最强衍射束旋转角度的正弦值近似与dm作用常数成正比。这为开发一种不受波长分辨率限制的测量dm作用常数的新方法提供了可能性。
[0072]
本发明详细讨论了在界面dm作用下，自旋波在波导材料(本发明具体实施例采用坡莫合金)中的狭缝衍射。当入射波为背向体波时，狭缝上下部分的衍射图案不再对称。强度最大衍射束偏离狭缝中心，其偏转角度的正弦值与dm作用常数成正比，与理论分析结果一致，表明通过调控dm作用可以有望实现自旋波在纳米膜中定向传播，也可以通过此正比关系来测量dm作用大小，从而突破传统bls方法对波长分辨率的限制。
[0073]
本领域的技术人员容易理解，以上所述仅为本发明的较佳实施例而已，并不用以限制本发明，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，均应包含在本发明的保护范围之内。