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自旋转移力矩辅助下自旋波的宽频高效激发

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周振玮, 郭富饶, 赵峻洋, 朱红玉, 郭光华. 自旋转移力矩辅助下自旋波的宽频高效激发[J]. 物理学报, 2026, 75(10): 100704. doi: 10.7498/aps.75.20260114
引用本文: 周振玮, 郭富饶, 赵峻洋, 朱红玉, 郭光华. 自旋转移力矩辅助下自旋波的宽频高效激发[J]. 物理学报, 2026, 75(10): 100704. doi: 10.7498/aps.75.20260114
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Zhenwei ZHOU, Furao GUO, Junyang ZHAO, Hongyu ZHU, Guanghua GUO. Efficient wideband excitation of spin waves assisted by spin-transfer torques[J]. Acta Physica Sinica, 2026, 75(10): 100704. doi: 10.7498/aps.75.20260114
Citation: Zhenwei ZHOU, Furao GUO, Junyang ZHAO, Hongyu ZHU, Guanghua GUO. Efficient wideband excitation of spin waves assisted by spin-transfer torques[J]. Acta Physica Sinica, 2026, 75(10): 100704. doi: 10.7498/aps.75.20260114
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自旋转移力矩辅助下自旋波的宽频高效激发

  • 1.

    桂林理工大学物理与电子信息工程学院, 桂林　541004

  • 2.

    中南大学物理学院, 长沙　410083

    • 通讯作者: E-mail: zhouzhenwei@glut.edu.cn.; 

  • 中图分类号: 75.78.-n, 75.78.Cd, 75.30.Ds

Efficient wideband excitation of spin waves assisted by spin-transfer torques

  • 1.

    College of Physics and Electronic Information Engineering, Guilin University of Technology, Guilin 541004, China

  • 2.

    School of Physics, Central South University, Changsha 410083, China

    • Corresponding author: E-mail: zhouzhenwei@glut.edu.cn.; 

  • MSC: 75.78.-n, 75.78.Cd, 75.30.Ds

  • 摘要: 磁子(自旋波能量子)具有自旋而没有电荷, 基于磁子设计的磁子器件不会产生焦耳热, 避免了电子器件因焦耳热导致的高能耗这一难以解决的问题. 微波天线是激发自旋波的一种简单且有效的手段, 然而对于给定的微波天线, 其只能在一个很窄的频率范围内有效激发自旋波, 因此, 自旋波的高效宽频激发仍是磁子器件中的一个关键问题. 本文提出了一种在自旋转移力矩辅助下实现自旋波宽频高效率微波激发的方法. 理论分析和微磁学模拟结果表明: 自旋波的激发效率高度依赖激发天线宽度和激发频率, 自旋波只能在一个很窄的频率范围内高效激发; 引入自旋极化电流诱导的自旋转移力矩并调控电流密度, 可以在很宽的频率范围内高效激发自旋波. 我们采用波的干涉理论很好地解释了这些现象, 理论分析结果与模拟结果高度吻合. 这些结果对设计新型的磁子器件有重要的参考价值.
    Abstract: Magnons possess spin angular momentum without electric charge, thus magnonic devices can avoid the high energy consumption caused by Joule heating in conventional electronic devices. Microwave antennas are one of the simplest and most effective means to excite spin waves. However, for a given microwave antenna, it can only excite spin waves in a very narrow frequency range, and there is an obvious excitation forbidden band. Therefore, the efficient broadband excitation of spin waves remains a key challenge in magnonic devices. This article proposes a method for achieving wideband and high-efficiency excitation of spin waves with the assistance of spin-transfer torques (STT). Theoretical analysis and simulation results of micromagnetism show that the excitation efficiency of spin waves is highly dependent on the width of the excitation antenna and the excitation frequency, and the spin waves can only be excited efficiently within a narrow frequency range. By introducing STT and modulating the current density, the spin waves can been effectively excited that were previously difficult to excite, and the efficient excitation of spin waves are achieved in a wide frequency range. The wave interference theory are adopted to account for these phenomena, and the theoretical predictions are in excellent agreement with the simulation results. This method of improving the excitation efficiency and bandwidth of spin waves is suitable not only for microstrip antenna excitation, but also for other excitation methods. Furthermore, it is also found that STT can give rise to asymmetric excitation of spin waves. The STT not only has a positive significance in the excitation of spin waves, but also offers valuable insights into interference regulation, the generation of coherent spin waves, and the unidirectional transmission of spin waves. This method is more reliable than those that directly use multi-antenna or multi-pulse to excite coherent spin waves, and the manipulation of phase difference is simpler and more accurate, and it is more efficient and adaptable than some unidirectional transmission using non-reciprocity. These results have significant implications for the excitation and propagation control of spin waves, and offer a novel strategy for designing next-generation magnonic devices.
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  • 图 1  磁体结构示意图

    Figure 1.  Schematic diagram of magnetic structure.

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    图 2  cj = 0时, 自旋波的激发与传播情况　(a) f = 17.3 GHz, x = 3000 nm处自旋波振幅与激发宽度l的关系; (b) l = 100 nm, x = 3000 nm处自旋波振幅与激发频率f的关系; (c), (d) f = 17.3 GHz, 分别对应l = 150, 100 nm时磁体不同位置的自旋波振幅分布

    Figure 2.  The excitation and propagation of spin waves with cj = 0: (a) Relationship between the spin waves amplitude at x = 3000 nm and the excitation width when f = 17.3 GHz; (b) relationship between the spin waves amplitude at x = 3000 nm and the excitation frequency when l = 100 nm; (c), (d) f = 17.3 GHz, the amplitude distribution of spin waves at different positions of the magnet for l = 150 and 100 nm, respectively.

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    图 3  f = 17.3 GHz, l = 100 nm时, 自旋波的振幅与STT的关系　(a)整个磁体施加STT, x = 3000 nm处自旋波振幅随电流系数cj的变化, 正方形标记黑线为理论计算的两相干自旋波相位差ϕ的余弦值随cj的变化; (b)仅激发区施加STT, x = 3000 nm处自旋波振幅随电流系数cj的变化

    Figure 3.  Relationship between the spin waves amplitude and STT with f = 17.3 GHz and l = 100 nm: (a) Relationship between the spin waves amplitude at x = 3000 nm and the current coefficient when STT is applied to the entire magnet (the blue dots and the red triangle), and the relationship between the theoretical cosine value of the phase difference ϕ and the current coefficient (black squares); (b) relationship between the spin waves amplitude at x = 3000 nm and the current coefficient when STT is only applied to the excitation region.

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    图 4  l = 100 nm时, 全局施加STT下, 使右边传播区两相干自旋波的相位差变化π所需要的临界电流系数cjth与激发频率f的关系图　(a)正向临界电流系数与激发频率的关系图; (b)负向临界电流系数与激发频率的关系图

    Figure 4.  Relationship between the critical current coefficient required for the phase difference variation π of two coherent spin waves in the right propagation region and the excitation frequency when STT is applied to the entire magnet, l = 100 nm: (a) The relationship between the positive critical current coefficient and the excitation frequency; (b) the relationship between the negative critical current coefficient and the excitation frequency.

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出版历程
  • 收稿日期:  2026-01-22
  • 刊出日期:  2026-05-20

自旋转移力矩辅助下自旋波的宽频高效激发

    通讯作者: E-mail: zhouzhenwei@glut.edu.cn.; 
  • 1. 桂林理工大学物理与电子信息工程学院, 桂林　541004
  • 2. 中南大学物理学院, 长沙　410083
  • 收稿日期:  2026-01-22

摘要: 磁子(自旋波能量子)具有自旋而没有电荷, 基于磁子设计的磁子器件不会产生焦耳热, 避免了电子器件因焦耳热导致的高能耗这一难以解决的问题. 微波天线是激发自旋波的一种简单且有效的手段, 然而对于给定的微波天线, 其只能在一个很窄的频率范围内有效激发自旋波, 因此, 自旋波的高效宽频激发仍是磁子器件中的一个关键问题. 本文提出了一种在自旋转移力矩辅助下实现自旋波宽频高效率微波激发的方法. 理论分析和微磁学模拟结果表明: 自旋波的激发效率高度依赖激发天线宽度和激发频率, 自旋波只能在一个很窄的频率范围内高效激发; 引入自旋极化电流诱导的自旋转移力矩并调控电流密度, 可以在很宽的频率范围内高效激发自旋波. 我们采用波的干涉理论很好地解释了这些现象, 理论分析结果与模拟结果高度吻合. 这些结果对设计新型的磁子器件有重要的参考价值.

English Abstract

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    1.   引　言

    • 自旋波是磁有序材料中的集体磁激发, 自旋波的传输不会产生焦耳热, 其能够携带、传输和处理信息, 因此被广泛应用于设计各种自旋波(磁子)器件. 如自旋波二极管[1,2]、磁子晶体管[3]、自旋波逻辑器件[4–7]、自旋波放大器[8,9]、自旋波定向耦合器[10–12]等. 在所有自旋波器件的设计上, 首先需要解决的问题便是自旋波的激发. 利用微带天线产生的奥斯特场来激发自旋波是最传统的方法[13–15], 但激发的自旋波频率高度依赖微波天线的宽度, 能被有效激发的自旋波频带宽度很窄, 尤其难以激发高频率、短波长交换自旋波. 为此, 研究者们提出了多种有效激发自旋波的方法, 例如利用非线性效应[16,17]、自旋转移力矩(spin-transfer torques, STT)或自旋轨道力矩[18–21]、电场[22,23]以及激光[24–26]等, 或进行结构优化, 如采用非均匀磁结构[27,28]、双层耦合结构[29]、磁子光栅耦合器[30–31]及波导形状调制[32]等方式, 这在一定程度上克服了上述困难, 但又会引入一些新的问题, 如系统复杂度增加、能耗增加或需要不符合实际应用的集成[33]等.

      总之, 基于传统微带天线激发自旋波仍然是目前比较广泛使用的一种方式. 微带天线激发自旋波的基本原理是天线中电流会产生垂直于磁化强度方向的奥斯特场. 目前应用最广泛且带宽最宽的天线形式, 当属窄微带线结构, 先前有研究表明单个微带天线激发自旋波的激发效率与激发天线宽度有着重要的关系, 会形成多个“禁带”, 导致某些波长范围内的自旋波难以被激发[34–36], 但使用了非常复杂的积分法来解释这种激发现象[34]. 为了增强微带激发有效性, 一般可采用多天线组成的共面波导形式[37–39], 其本质是自旋波的相干叠加, 只有与相邻天线间距相匹配的自旋波才能够被高效激发. 因此, 如何提高单个微带天线激发效率以及如何实现自旋波的宽频高效激发仍显得非常重要.

      本文提出了一种基于波干涉原理的自旋波激发理论, 成功地解释了自旋波激发和传播过程中所呈现的一系列现象, 并通过引入自旋转移力矩克服了微带天线激发自旋波所出现的频谱间隙问题, 实现了自旋波的宽频高效激发. 即当微波天线宽度和激发自旋波频率受客观条件限制时, 通过引入自旋转移力矩改变自旋波的色散关系, 高效、精准调控不同频率自旋波的激发效率, 可使激发效率由原来的极低变为极高, 实现自旋波的宽频高效激发. 这种调控的机制并不是取决于STT对自旋波的增益和衰减, 而是基于对相干自旋波的相位差调控. 理论分析结果与微磁学模拟结果高度吻合.

    2.   模型与结果

      2.1.   微磁学模拟

    • 如图1所示, 考虑一个长度为L的一维泼墨合金铁磁体, 磁化强度在外场作用下被沿y方向饱和磁化. 激发区宽度为l, 磁体被划分成三个区域: 区域1为左边传播区(x < L/2 – l/2), 区域2为激发区(L/2 – l/2 ≤ x ≤ L/2 + l/2), 区域3为右边传播区(x > L/2 + l/2).

      考虑STT作用下的磁化强度动力学所遵循的朗道-栗弗希兹-吉尔伯特 (Landau-Lifschitz-Gilbert, LLG)方程为[40]

      式中, M为磁化强度矢量; γ为旋磁比; α为阻尼系数; Ms为饱和磁化强度. 电流系数cj = gμBPj/(2eMs), 式中g为朗德因子, μB为玻尔磁子, P为电流的自旋极化, j为电流密度, e为电子电量, β为非绝热项系数, Heff为有效场, 包含交换作用场、外加稳恒场以及外加激发场:

      这里, A为交换系数; μ0为真空磁导率; Hy为y方向外加稳恒场. hx为x方向激发场, 其值与位置x和时间t有关:

      式中, f为激发场的频率; hx0为激发场振幅. 模拟参数的选择: L = 5000 nm, α = 0.01, A = 1.3×10–11 J/m, Ms = 8.6×105 A/m, β = 0.01, Hy = 5000 Oe, hx0 = 50 Oe, 沿着长度方向剖分尺寸为1 nm. 为了消除自旋波的边界反射效应, 把磁体两端设置为吸收边界条件. 当自旋波稳定传播后, 在相应位置处探测磁化强度振荡的z分量, 通过快速傅里叶变换(fast Fourier transform, FFT)得到自旋波振幅Mz0.

      首先模拟了cj = 0, 激发频率f固定时的自旋波激发、传播情况, 相应的结果见图2(a)圆点标记蓝色曲线. f = 17.3 GHz时, 磁体x = 3000 nm处的自旋波振幅与激发宽度l的关系, 如图2(a)所示, 当激发区域的宽度l发生变化时, 自旋波振幅呈现明显的振荡特性: 当l ≈ 50 nm和150 nm时, 振幅取极大值, 意味着传播区的自旋波强度较大; 当l ≈ 100 nm和200 nm时, 振幅取极小值, 意味着传播区的自旋波强度很小. 这种振荡具有一定的周期性, 为了更清晰地展示自旋波的激发和传播情况, 图2(c), (d)给出了振幅分布图. 当l = 150 nm时, 自旋波可以很好地往外传播; 当l = 100 nm时, 传播区的自旋波振幅很小.

      接着模拟了cj = 0, 激发宽度l固定时, 自旋波的激发、传播情况, 相应的结果如图2(b)圆点标记蓝色曲线所示. 图2(b)表示的是l = 100 nm时, 磁体x = 3000 nm处的自旋波振幅与激发频率f的关系. 当激发场的频率f变化时, 振幅同样呈现明显的振荡特性: 当f ≈ 21或33 GHz时, 振幅取极大值; 当f ≈ 27 GHz时, 振幅取极小值.

      最后模拟了cj ≠ 0, 自旋波的激发与传播情况, 相应的结果如图3圆点标记蓝色曲线所示. 在这里, 激发频率f = 17.3 GHz, 激发宽度l = 100 nm. 当STT被施加在整个磁体区域时, x = 3000 nm处自旋波振幅与电流系数cj的关系见图3(a); 当STT仅仅被施加在激发区域时, x = 3000 nm处自旋波振幅与电流系数cj的关系见图3(b). 显然, STT可以很好地调控传播区的自旋波振幅, 显著地影响激发效率, 而且可以看到传播区的自旋波振幅并不与STT大小成递增或递减关系, 这说明这种振幅变化规律并不是因为STT本身对自旋波衰减长度的影响所引起.

      • 2.2.   理论分析

    • 由上述结果可知, 自旋波的激发与传播跟激发频率、激发宽度以及STT都有着密切的联系. 为了解释上述现象, 我们提出一个理论模型并利用波的干涉理论来进行分析: 首先从(1)式可得到自旋波的色散关系[41]:

      ω表示自旋波的角频率, ω = 2πf, 而ωs则与自旋波的衰减长度相关. 我们知道, 区域2在激发场均匀激发下磁化强度会呈现一致振荡, 区域1和3可自由传播自旋波, 自旋波会不断往传播区传播, 由于相互作用, 交界处会出现一个向左传播的自旋波和向右传播的自旋波. 为了简单起见, 将对两交界面进行分开讨论. 仅考虑区域2和区域3交界处时, 可设区域2存在的自旋波形式为$ B{\text{e}}^{\text{i}\omega t}\;+ C{\text{e}}^{\text{i}(\omega t+\left| {k}_{\text{L}}\right| x)} $, 区域3存在的自旋波形式为$ D{\mathrm{e}}^{{\mathrm{i}}(\omega t-\left| {k}_{\text{R}}\right| x)} $, 这里的B为激发区自旋波一致振荡振幅. kL和kR分别表示相应区域中向左传播和向右传播的角频率为ω的自旋波波矢:

      再利用波在两交界区域满足连续性边界条件可得C, D与B的关系:

      接着对区域1, 2交界处用同样的方法进行分析. 设区域1存在的自旋波形式: $ F{\text{e}}^{\text{i}(\omega t+\left| {k}_{\text{L}}\right| x)} $, 区域2存在的自旋波形式: $ B{\text{e}}^{\text{i}\omega t}+E{\text{e}}^{\text{i}(\omega t-\left| {k}_{\text{R}}\right| x)} $, 同样的方法可得E, F与B的关系:

      如此一来, 区域1有来源于区域1和2交界点的向左传播的自旋波以及来源于区域2和3交界点的向左传播的自旋波, 区域2有激发场激发的一致振荡、来源于区域1和2交界点的向右传播的自旋波以及来源于区域2和3交界点的向左传播的自旋波. 区域3有来源于区域1和2交界点的向右传播的自旋波以及来源于区域2和3交界点的向右传播的自旋波. 整个磁体施加电流时, 根据上述分析可得到不同区域的自旋波分布:

      上式考虑了各个波的相位以及自旋波的衰减. 从(8)式可知, 三个区域均存在两个及两个以上自旋波, 它们振动方向相同、频率相同及相位差恒定, 所以势必导致稳定干涉的发生. 这样一来, 传播区自旋波振幅高度依赖于相关自旋波的相位差. 需要指出的是, (8)式给出的是整个磁体施加STT时各区域的自旋波分布, 若仅在激发区施加STT, 情况将变得稍微复杂: 首先各区域的色散关系将不再相同, 其次非均匀STT会使得自旋波经过激发区两边交界面时发生反射和透射(反射和透射系数同样可以由波的连续性边界条件得到). 考虑上述两个因素, 再采用同样的方法也可得到仅激发区施加STT时各区域自旋波的分布情况, 不再赘述.

      为了与模拟结果进行比较, 首先通过(8)式直接计算了cj = 0时, 自旋波的激发与传播情况, 详细结果见图2中三角形标记红色曲线. 图2(a)给出的是x = 3000 nm处自旋波振幅, 该区域有两个自旋波存在, 满足稳定的干涉条件, 由于E和D异号, 所以这两个自旋波的相位差为π+|kR|·l. 又因为17.3 GHz自旋波对应的波长约为100 nm, 所以当l ≈ 50或150 nm时, 两自旋波相位差为2π的整数倍, 干涉相长, 右边传播区自旋波振幅取极大值; 当l ≈ 100 nm时, 两自旋波相位差为π的奇数倍, 干涉相消, 右边传播区自旋波振幅取极小值. 用同样的方法可以分析图2(b)—(d).

      接着计算了施加STT时, 自旋波的激发与传播情况, 并与模拟结果进行了比较, 详细结果见图3三角形标记红色曲线. 图3(a)对应整个磁体施加STT的情况. 当cj < 0时, 传播区自旋波振幅较大, 未出现明显振荡特性; 当cj > 0时, 传播区自旋波振幅较小, 且呈现明显振荡性. 造成曲线两边的振幅有较大差异的主要原因并不是因为STT引入的增益衰减, 而是STT使得参数D和C的大小出现了显著变化, D和C的绝对值随cj增大而减小. 比如: cj = –808 m/s时D和C的绝对值是cj = 808 m/s时D和C的绝对值8倍左右, 自旋波振幅非对称激发现象很明显(在这里, |cj|作用下左边传播区自旋波振幅与–|cj|作用下右边传播区自旋波振幅是一致的, 所以图3中的非对称性也可以理解为同一cj下, 左边激发区和右边激发区的自旋波振幅的非对称). 而造成曲线两边的振荡性有较大差异则有两个原因: 一是区域3中的两自旋波的相位差对正的cj更为敏感, 因为正的cj导致向右传播的自旋波波数|kR|变化更显著, 从而相位差的变化更大(图3(a)中相位差ϕ的余弦值随cj的变化证实了这一点); 二是负的cj增加了向右传播自旋波的衰减长度, 轻微改变了振幅的极值位置. 同时, 我们看到cj < –600 m/s时, 自旋波的振幅有饱和迹象, 这是干涉效应和增益衰减效应共同作用的结果. 图3(b)表示的是仅激发区施加STT的情况. 激发区施加STT和整个磁体施加STT的结果有较大差别, 这主要是因为STT仅仅被施加在激发区时, 导致了自旋波在交界面处发生反射, 这样在右边传播区域传播的自旋波将超过两个, 而全局施加STT时, 在右边传播区域传播的自旋波只有两个.

      为了更清晰地表明STT对激发区自旋波振幅的调控效果, 我们理论计算了l = 100 nm、全局施加STT的情况下, 使得区域3两相干自旋波的相位差变化π所需要的临界电流系数cjth, 相关结果如图4所示. 这意味着我们只需要使用电流系数不超过cjth的STT就可以实现自旋波的振幅在最大值(干涉相长)和最小值(干涉相消)之间任意变化. 由图4可知, 正的cj对相位差的调控更为明显, 但临界电流系数随着激发频率增加而增加, 负的cj对相位差的调控要难一点, 但cjth大小随着激发频率f增加而减小. 显然, 如果是分析区域1中的自旋波振幅, 则这一结论刚好反过来. 上述结果与图3(a)也是吻合的, 由于相位差与l成正比, 所以当l从100 nm增加到1000 nm时, cjth也将减少为原来的1/10. 总之, STT可以改变干涉自旋波的相位差, 使得原来干涉相消的两相干自旋波变成干涉相长, 传播区的自旋波振幅能够被明显调控, 实现了自旋波的宽频高效激发.

      综上可知, 我们利用自旋波的干涉理论很好地解释了自旋波的激发和传播过程中所出现的一系列现象. 自旋波的振幅随宽度或频率变化呈现振荡性, 这是由波的干涉引起. 中间激发时, 激发区右端区域的自旋波由起源于区域1和2交界点向右传播的自旋波以及起源于区域2和3交界点向右传播的自旋波组成, 这两个波的相位差跟激发区的宽度以及自旋波的波长有着密切联系, 从而出现了干涉现象: 两相干自旋波的相位差为2π整数倍时, 传播区的自旋波振幅取极大值, 干涉相长; 两相干自旋波的相位差为π的奇数倍时, 传播区的自旋波振幅取极小值, 干涉相消. 其他情形下, 自旋波的振幅则介于上述两者之间. 当引入STT时, 由于STT使自旋波出现多普勒效应[42,43], 其带来了两方面的影响: 一是改变了自旋波的波长; 二是导致了自旋波色散关系的非对称性. 前者最终导致了两相干自旋波的相位差改变, 实现了自旋波的干涉相长和干涉相消; 而后者导致了激发区两端的边界条件有所不同, 最终导致了自旋波的非对称激发.

    3.   讨　论

    • 合理选择激发频率和激发宽度可以显著地提高传播区的自旋波振幅; 不恰当的激发频率和激发宽度会导致传播区的自旋波振幅很小, 甚至接近零, 激发效率非常低. 然而在实际应用中, 器件一旦确定, 激发宽度已难以改变, 同时激发频率又受到客观条件限制并不能任意变化, 严重制约磁子器件的发展. 而STT的引入能够克服这一不利因素, 通过改变自旋极化电流大小能够让激发区的自旋波振幅从极小值变为极大值. 由于相位差跟自旋波波数$ \left| k\right| $和激发区宽度l有关, 那么增加激发区的宽度l可以显著地降低调控所需的电流密度. 如果STT仅被施加在激发区, 则相对更加复杂, 因为这种情况会导致D与E的绝对值不相等、C与F的绝对值不相等, 还会导致自旋波在激发区两边的交界面上发生反射, 增加了传播区发生干涉的自旋波数目. 不管怎样, 此时的STT仍然具有改变传播区自旋波振幅的能力, 自旋波振幅仍然随STT的变化呈现出明显的振荡性.

      自旋波的干涉以及自旋波的单向传播对设计自旋波逻辑器件非常重要, 一直是人们研究的热点. 目前已经有很多研究者利用多天线或多脉冲激发相干自旋波的方法实现了自旋波在叠加区的干涉相消和干涉相长[44–48], 但稳定的相位差很难保证而且精确操控难度也不小. 而自旋波的非互易性也经常被用来实现自旋波的单向传输[49–51], 但大多数都是集中在低频、长波长的静磁波领域. 事实上, 单天线的自旋波激发就能产生相干性很好的自旋波, 而且很容易通过STT等方式精准调控两相干自旋波的相位差, 从而实现对自旋波的干涉控制以及单向自旋波的传输. 需要指出的是, 虽然本文使用的磁场激发自旋波, 但即使是使用自旋轨道力矩或自旋转移力矩来激发自旋波, 仍然能用这种干涉理论来分析自旋波的激发和传播. 同时, 在共面波导的情况下, STT也能调节相邻波导激发的自旋波相位差, 从而突破有效激发的自旋波波长必须与波导间距相匹配的这一局限性.

      本文主要考虑的是短波长交换自旋波的激发与调控, 此时的偶极相互作用相对于交换相互作用来说可以忽略, 故在有效场中没有考虑偶极相互作用. 即使对于偶极相互作用不能忽略的静磁区, 偶极相互作用对自旋波的色散关系的修正也不会影响自旋波干涉本质, 相关理论仍然是成立的, 但因为静磁自旋波波长较长, 对两相干静磁自旋波的相位差的调控难度将增加.

    4.   结　论

    • 本文提出了一种基于自旋波干涉理论的方法来解释自旋波的激发和传播. 研究发现: 当激发区宽度为所激发的自旋波对应半波长的奇数倍时, 传播区的两相干自旋波同相位, 发生干涉相长, 传播区的自旋波振幅最大; 当激发区宽度为所激发的自旋波对应半波长的偶数倍时, 传播区的两相干自旋波反相, 发生干涉相消, 传播区的自旋波振幅最小; 当激发宽度一定时, 调节激发频率同样可以改变激发效率.

      此外, 在激发宽度和激发频率受客观条件限制而不能任意变化时, 可以通过施加STT轻松调控自旋波的振幅. 这主要是因为STT改变了自旋波的色散关系, 使自旋波波长发生变化, 从而改变两相干自旋波的相位差, 最终达到控制自旋波振幅的目的. 这种方法调控效率高, 而且可通过增加激发宽度来提高这种振幅调控对STT的敏感程度, 当激发宽度较大时, 只需要较小的STT就能让相位差变化π, 实现传播区自旋波的振幅在最大值和最小值之间任意取值. 当然, 其他一些使得自旋波波数发生变化的效应也可用于调节这个相位差, 比如DMI, 甚至外加稳恒场等. STT的引入不仅在自旋波的激发上有积极意义, 而且对干涉调控、相干自旋波的产生以及自旋波的单向传输上都有一定价值, 这比那些直接利用多天线或多脉冲激发相干自旋波要更可靠, 相位操控上更简单更精准, 也比一些利用非互易性实现的单向传输要高效得多. 以上结果对自旋波的激发和传播控制有着重要的参考意义, 也为设计自旋波逻辑器件提供了一个新的思路.

    参考文献 (51)

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