В настоящий момент отчетливо проявились недостатки существующей компонентной базы систем обработки информационных сигналов, основанных на полупроводниковой электронике. Сложности, ограничивающие рост тактовых частот полупроводниковых микросхем, связаны с повышением тепловыделения за счет увеличения плотности транзисторов как в латеральном направлении отдельно взятого слоя интегральной микросхемы, так и за счет увеличения количества слоев и элементов межсоединений в ультра больших интегральных схемах [1, 2]. Использование магнонов – квантов спиновых волн (СВ) – позволяет в одном модуле устройства совместить узлы генерации, передачи и обработки информационного сигнала, при этом обработки без выделения тепла ввиду отсутствия переноса электрического заряда [3–7].

В последнее время большой интерес представляет интеграция магнонных логических устройств с полупроводниковыми для создания нового класса логически устройств. Первым шагом такой интеграции можно назвать развитие технологий создания ферромагнитных структур на полупроводниковых подложках [8, 9]. В полупроводниковой электронике создаются трехмерные логические устройства, то перспективным является создание комплементарной базы для создания многомерных топологических систем (МТС). МТС создаются из примитивных функциональных блоков с частотными и/или пространственными режимами селекции распространения сигнала и могут лежать в основе парадигмы устройств обработки данных следующего поколения [10]. Материалом, который может быть применим для решения данных задач, могут выступать пленки ЖИГ [11] за счет сверхнизкого затухания спиновых волн, и как следствие, значительно большим значением длины распространения СВ по сравнению с проводящими ферромагнитными маетeриалами, используемыми в магнонике (NiFe, CoFeB, Co) [12].

Свойства СВ в многомерных системах определяются дипольными и обменными взаимодействиями и могут управляться, к примеру, при использовании упругих деформаций [9, 13], лазерного излучения для изменения свойств ферритовых пленок [8] или лазерного излучения для локального лазерного нагрева структуры [14]. Последняя концепция основана на механизме поглощения лазерного излучения и локального нагрева, приводящему к изменению величины намагниченности насыщения и созданию нерегулярного спин-волнового канала в магнонных волноводах. В работе [15] показан эффект управления характеристиками передачи спиновой волны и формы сигнала при быстром нагреве и медленном охлаждении ферромагнитной пленки. Создаваемая область нагрева может иметь разные формы: в виде прямоугольника, треугольника [16] и виде круга [17].

В волноводной системе ферромагнитных волноводов возможно создавать многогодовое распространение спиновых волн в конфигурации Дэймона–Эшбаха (ДЭ) [18]. Раздельное возбуждение мод СВ является сложной задачей, т.к. источником в большинстве случаев является микрополосковая антенна, которая возбуждает всевозможные моды вдоль ширины волновода [19, 20]. Каждая ширинная мода обладает своей дисперсией и, как следствие, они обладают различными частотными диапазонами при одинаковых волновых числах (и наоборот). Для распространения определенной ширинной моды СВ могут использоваться L и T образные волноводы [21, 22], в которых при переходе из разных сегментов структуры могут трансформироваться типы СВ, и таким образом проводить модовую селекцию спиновых волн.

В данной работе показана возможность перестройки при помощи лазерного излучения режима распространения СВ в пленке ЖИГ. Показано, как при изменении величины локального лазерного нагрева и диаметра нагреваемой области, наблюдается трансформация передаточной характеристики СВ и структуре возникает режим непропускания спин-волнового сигнала. Предложенный метод управления изменением коэффициента передачи и фазы спин-волнового сигнала при изменении интенсивности лазерного излучения и диаметра лазерного пятна, сфокусированного на магнонном волноводе, может найти применение для создания устройств магнонной логики.

В качестве исследуемой структуры, приведенной на рис. 1, была использована пленка ЖИГ толщиной t_ЖИГ= 10 мкм, сформированная методом жидкофазной эпитаксии на подложке гадолиний галлиевого граната (ГГГ) толщиной t_ГГГ= = 500 мкм. При помощи метода лазерного скрайбирования был сформирован волновод шириной w_ЖИГ = 2 мм и длиной l_ЖИГ = 6 мм. Структура помещалась во внешнее магнитное поле величиной 1830 Э, ориентированное вдоль оси y. При таких условиях эффективно возбуждались поверхностные магнитостатические волны (ПМСВ) с помощью микрополоскового преобразователя P_вх шириной 30 мкм и принимались выходной микрополосковой антенной P_вых.

На расстоянии в 4.25 мм от левого края волновода формировался центр лазерного пятна, при помощи которого создавалась область с измененной намагниченностью насыщения M_S. Для изменения M_S. от температуры нагрева T используется следующее соотношение:

где $\beta = 313\,\,{{\text{А}} \mathord{\left/ {\vphantom {{\text{А}} {{\text{К}} \cdot {\text{м}}}}} \right. \kern-0em} {{\text{К}} \cdot {\text{м}}}},$ ${{M}_{0}} = 140\,\,{{{\text{кА}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\text{кА}}} {\text{м}}}} \right. \kern-0em} {\text{м}}}$ – намагниченность насыщения при комнатной температуре, $T\left( {x,y} \right)$ – температура нагрева, ${{T}_{{RT}}}$ – комнатная температура окружающейся среды.

Было проведено микромагнитное моделирование в программе MuMax3 [23], в котором решается уравнение Ландау–Лифшица–Гильберта при помощи метода конечных разностей:

где $\vec {M}$ – вектор намагниченности, $\alpha = {{10}^{{ - 5}}}~$ – параметр затухания пленки ЖИГ, ${{\vec {H}}_{{eff}}} = {{\vec {H}}_{0}} + {{\vec {H}}_{{demag}}}$ + +  ${{\vec {H}}_{{ex}}} + {{\vec {H}}_{a}}$– эффективное магнитное поле, ${{\vec {H}}_{0}}$ – внешнее магнитное поле, ${{\vec {H}}_{{demag}}}$ – поле размагничивания, ${{\vec {H}}_{{ex}}}$ – обменное поле, ${{\vec {H}}_{a}}$ – поле анизотропии, ${{\gamma }}$ = 2.8 МГц/Э – гиромагнитное отношение.

Первым этапом было проведено экспериментальное измерение степени нагрева при помощи лазера Excelsior (Spectra Physics) EXLSR-532-200-CDRH с длиной волны 532 нм и мощностью 200 мВт, лазерное пятно которого наводилось на пленку ЖИГ. Полученные результаты лазерного нагрева были использованы для микромагнитного моделирования. По формуле (1) была пересчитана M_S в области нагрева пленки ЖИГ. В дальнейшем вводится безразмерный параметр

который описывает изменение намагниченности насыщения.

На рис. 2 представлены передаточные характеристики, полученные на выходной микрополосковой антенне P_ВЫХ для разных диаметров лазерного пятна: d = 250 мкм (синяя линия), d = 500 мкм (красная линия), d = 1000 мкм (коричневая линия) и d =1500 мкм (зеленая линия) при параметре δ = 0.9. Из рис. 2а было выделено два частотных диапазона: 7.2–7.3 ГГц (рис. 2б) и 7.3–7.36 ГГц (рис. 2в). Также на рис. 2б и 2в отмечены цифрами 1–5 провалы на передаточных характеристиках. При диаметре лазерного пятна d = = 250 мкм провалов передачи сигнала на передаточной характеристике не наблюдаются. Как видно на рис. 2б, на частоте 7.26 ГГц при диаметрах лазерного пятна d = 500 мкм и d = 1000 мкм наблюдается провал на АЧХ, при этом уровень провала в случае для пятна d = 500 мкм отличается на 10 дБ. Также можно сказать о том, что при увлечении диаметра лазерного пятна происходит снижение среднего уровня прохождения сигнала.

На рис. 2 в детально показаны режимы, при которых на АЧХ наблюдаются провалы для лазерного пятна диаметром 1000 мкм на частотах 7.31 и 7.345 ГГц. Можно говорить о том, что при создании области нагрева с диаметром d = 1000 мкм в структуре наблюдается 4 режима непропускания спин волнового сигнала.

Для объяснения режимов непропускания спин-волнового сигнала были построены карты распределения m_z компоненты намагниченности СВ для выбранных частот, представленных на рис. 3: $\partial $ = 1, f = 7.26 ГГц, d = 0 мкм (а); $\partial $ = 0.9, f = = 7.26 ГГц, d = 500 мкм (б); $\partial $ = 0.9, f = 7.26 ГГц, d = 1000 мкм (в); $\partial $ = 0.9, f = 7.31 ГГц, d = 1000 мкм (г); $\partial $ = 0.9, f = 7.345 ГГц, d = 1000 мкм (д); $\partial $ = 0.9, f = 7.35 ГГц, d = 1500 мкм (е). Видно, что для случая $\partial $ = 1, f = 7.26 ГГц, d = 0 мкм (рис. 3а) в области выходной антенны P_вых распространяется первая ширинная мода и при этом достигается максимальный режим пропускания СВ. Для дальнейших случаев, при которых на передаточных характеристиках наблюдаются провалы, в рассматриваемой структуре возникают условия распространения третьей ширинной моды за счет огибания СВ области нагрева. При этом интегральное значение компоненты намагниченности m_z, полученное в области выходной микрополосковой антенны P_вых (от 5.25 до 5.5 мм вдоль x-координаты – обозначено пунктирной линией), становится ниже, чем в случае распространения первой ширинной моды без приложения локального лазерного нагрева. Необходимо отметить, что при параметрах $\partial $ = = 0.9, f = 7.26 ГГц, d = 500 мкм (рис. 3б) влияние лазерного нагрева на модовый состав минимально и поэтому на передаточной характеристике не наблюдаются провалы. Для остальных случаев уровень передачи падает за счет распространения третьей ширинной моды. При этом наблюдаются две пучности с отрицательным направлением и одна пучность с положительным направлением m_z компоненты намагниченности. Именно такое распределение дает в интегральном значении уменьшение уровня передачи СВ.

Таким образом, показана возможность управления режимами распространения СВ в планарном ЖИГ волноводе посредством локального лазерного нагрева. Были получены режимы распространения СВ при изменении диаметра лазерного пятна и величины нагрева. Приведены передаточные характеристики и карты распределения m_z компоненты намагниченности, описывающие характер распространения СВ и возникновение трансформации первой ширинной моды в третью ширинную моду за счет локального лазерного нагрева приводящие к появлению в спектре передаточных характеристик провалов. Предложенный метод управления при изменении коэффициента передачи и фазы спин-волнового сигнала в структуре из пленки ЖИГ может найти применение для создания устройств магнонной логики.

Исследование выполнено при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (проект № 20-37-90020).