CN111063799A

CN111063799A - 一种驱动磁斯格明子的方法

Info

Publication number: CN111063799A
Application number: CN202010006849.5A
Authority: CN
Inventors: 蒋媛媛; 严鹏; 袁怀洋; 李志雄; 王振宇; 张怀武; 曹云姗
Original assignee: University of Electronic Science and Technology of China
Current assignee: University of Electronic Science and Technology of China
Priority date: 2020-01-03
Filing date: 2020-01-03
Publication date: 2020-04-24

Abstract

本发明涉及一种驱动磁斯格明子的方法，包括以下步骤：在薄膜中形成奈尔型磁斯格明子；在圆柱形铁磁材料中施加目标频率的涡旋光场，激发出目标模式的涡旋自旋波；涡旋自旋波通过材料间的层间耦合作用传播至所述薄膜中，从而驱动所述奈尔型磁斯格明子运动。本发明可以有效地解决斯格明子霍尔效应引起的横向漂移运动问题，而且用自旋波来驱动斯格明子能够避免焦耳热的问题，更加有效的减小信息传输过程中的损耗。在材料存在缺陷的情况下，通过自旋波可以驱动磁性斯格明子翻越大尺度的缺陷，进而达到磁性斯格明子精确操控的目的。此外，和扭曲的光子(光学涡旋)驱动磁性斯格明子的旋转运动相比，该方法实现起来更加容易。

Description

一种驱动磁斯格明子的方法

技术领域

本发明属于自旋电子器件领域，具体涉及一种驱动磁斯格明子的方法。

背景技术

磁性斯格明子是一种具有准粒子特性且受拓扑保护的自旋结构，它具有尺寸小、稳定性高、低功耗等优点，因而成为磁信息存储和自旋电子学器件的核心候选材料，近年来得到了人们的广泛关注。同时其操控方法也是多种多样，研究已经发现，磁性斯格明子可以被自旋极化电流、电场梯度、磁场、温度梯度驱动。而目前来说自旋极化电流仍然是驱动磁性斯格明子运动的主流手段。

电流驱动磁性斯格明子运动时，由于磁性斯格明子霍尔效应的存在，即这种拓扑结构会受到马格纳斯力的作用，所以其会产生一个与电流方向垂直的速度，产生横向漂移运动，进而导致磁性斯格明子在器件边缘聚集，这样就使得数据传输出现问题，最终对器件的正常工作产生消极影响。同时，由于器件制备中是存在缺陷的，磁性斯格明子在运动过程中受缺陷影响，或是被钉扎或是湮灭，也同样对器件的实际工作产生不利影响。近来，人们提出了扭曲的光子(光学涡旋)能够驱动磁性斯格明子的旋转运动，可以避免材料缺陷的影响，但是该运动受到衍射极限的限制，难以实现。因此，亟需一种新型的控制方法去操控磁斯格明子运动来克服上述缺陷。

发明内容

本发明所要解决的技术问题是针对现有技术存在的问题，提供一种驱动磁斯格明子的方法。

为解决上述技术问题，本发明实施例提供一种驱动磁斯格明子的方法，包括以下步骤：

根据圆柱形铁磁材料内，磁矩的动力学LLG方程、偶极场对应的静磁方程以及磁矩和偶极场需满足的边界条件，获得自旋波的色散关系；

根据所述色散关系获得目标模式的自旋波对应的目标频率；

将获得所述目标频率后的所述圆柱形铁磁材料通过隔离层与薄膜相连接，所述薄膜为具有界面DMI的铁磁材料；

在所述薄膜中形成奈尔型磁斯格明子；

在所述圆柱形铁磁材料中施加目标频率的涡旋光场，激发出目标模式的涡旋自旋波；

所述涡旋自旋波通过材料间的层间耦合作用传播至所述薄膜中，从而驱动所述奈尔型磁性斯格明子运动。

在上述技术方案的基础上，本发明还可以做如下改进。

进一步的，根据圆柱形铁磁材料内，磁矩的动力学LLG方程、偶极场对应的静磁方程和以及磁矩和偶极场需满足的边界条件，获得自旋波的色散关系，包括，根据如下公式(1)和公式(2)确定所述自旋波的色散关系：

其中，H₀为外加磁强度，M_s为饱和磁化强度，k为轴向波矢，κ为径向方向波矢，

γ为旋磁比，μ₀为真空磁导率，ω为自旋波的角频率，

A为交换常数，κ_1,κ_2,k₃分别为公式1解出的三个不同的径向方向波矢的值。

进一步的，所述铁磁材料为YIG或Co/Pt。

进一步的，所述隔离层中掺入非磁性金属元素或掺杂磁性元素，用于调节层间耦合作用的强度。

进一步的，在所述薄膜中形成奈尔型磁斯格明子的方法为：通过在所述薄膜中施加自旋极化电流的方法形成奈尔型磁斯格明子，或者通过激光激发的方式形成奈尔型磁斯格明子，或者通过磁畴壁对转换形成奈尔型磁斯格明子。

进一步的，所述涡旋光场为拉盖尔-高斯型涡旋光场。

进一步的，利用人工表面等离激元产生所述拉盖尔-高斯型涡旋光场。

进一步的，在考虑焦平面z＝0的情况下，所述涡旋光场根据如下公式(4)确定：

其中，柱坐标中(ρ,φ,t)的ρ为极坐标，φ为方位角，t为时间，w为光腰的大小，B₀为常数，用以调节光场的幅值，

为广义拉盖尔函数；p为涡旋光径向上节点的数目；f为光场的频率；l为直角坐标下的轨道角动量子数；e_x为光场的方向。

为解决上述技术问题，本发明实施例还提供了另一种驱动磁斯格明子的方法，包括以下步骤：

在圆柱形铁磁材料中施加激发场激发出不同频率、不同模式的涡旋自旋波；

采用布里渊光散射装置，获得自旋波的色散关系；

根据所述色散关系获得目标模式的自旋波对应的目标频率；

在所述薄膜中形成奈尔型磁斯格明子；

所述涡旋自旋波通过材料间的层间耦合作用传播至所述薄膜中，从而驱动所述奈尔型磁斯格明子运动。

在上述技术方案的基础上，本发明还可以做如下改进。

进一步的，所述在所述圆柱形铁磁材料中施加激发场激发出不同频率、不同模式的涡旋自旋波，包括：根据如下公式(3)确定所述激发场：

其中，B₀为场强，f_B为截止频率，t为时间，l为直角坐标下的轨道角动量子数，φ为方位角。

进一步的，所述采用布里渊光散射装置，获得自旋波的色散关系，包括，采用布里渊光散射装置，测量所述圆柱形铁磁材料中自旋波的波矢与频率，获得自旋波的色散关系。

进一步的，所述布里渊光散射装置包括串联式法布里-拍罗干涉仪、单模固体激光器、温控滤光器和磁铁。

进一步的，所述铁磁材料为YIG或Co/Pt。

进一步的，所述涡旋光场为拉盖尔-高斯型涡旋光场。

进一步的，利用人工表面等离激元(Spoof Surface Plasmon Polariton，简称SSPP)产生所述拉盖尔-高斯型涡旋光场。

本发明的有益效果是：本发明提供了一种操纵磁斯格明子运动的方式，与现阶段采用电流驱动斯格明子运动的方式相比，本发明可以有效地解决斯格明子霍尔效应引起的横向漂移运动问题，而且用自旋波来驱动斯格明子能够避免焦耳热的问题，更加有效的减小信息传输过程中的损耗。在材料存在缺陷的情况下，通过自旋波可以驱动磁性斯格明子翻越大尺度的缺陷，进而达到磁性斯格明子精确操控的目的。此外，和扭曲的光子(光学涡旋)驱动磁性斯格明子的旋转运动相比，该方法实现起来更加容易。

附图说明

图1为本发明实施例所使用的一种驱动磁斯格明子的器件的结构示意图；

图2(a)为本发明实施例中不同轨道角动量子数的涡旋自旋波m_x分量在圆柱截面上的分布情况以及对应的频率；

图2(b)为涡旋自旋波的轨道角动量子数l＝±5时，在涡旋自旋波的驱动下，薄膜中的磁斯格明子在一个周期内的位置变化；

图3为涡旋自旋波的轨道角动量子数分别为-5和0时，磁斯格明子的运动轨迹图；

图4为磁斯格明子在薄膜中的位置坐标U_x,y随时间变化的曲线。其中左插图为磁斯格明子的位置随时间变化做傅里叶变换之后得到的频谱图，右插图为磁斯格明子在薄膜中的x方向的值U_x随着时间变化的局部放大图；

图5为涡旋自旋波的轨道角动量子数分别为l＝±5时，磁斯格明子的运动速度和稳定轨道半径随阻尼的值的变化曲线；其中的插图为涡旋自旋波的轨道角动量子数分别为l＝±5时，弹性系数

和角度方向的力λ随磁斯格明子稳定轨道半径的值的变化曲线；

图6为斯格明子的运动速度与稳定轨道半径随涡旋自旋波轨道角动量子数的的变化曲线。

具体实施方式

以下结合附图对本发明的原理和特征进行描述，所举实例只用于解释本发明，并非用于限定本发明的范围。

本发明第一实施例提供的一种驱动磁斯格明子的方法，包括以下步骤：

根据圆柱形铁磁材料1内，磁矩的动力学LLG方程、偶极场对应的静磁方程以及磁矩和偶极场需满足的边界条件，获得自旋波的色散关系；

根据所述色散关系获得目标模式的自旋波对应的目标频率；

将获得所述目标频率后的所述圆柱形铁磁材料1通过隔离层4与薄膜5相连接，如图1所示，所述薄膜5为具有界面DMI的铁磁材料；

在所述薄膜5中形成奈尔型磁斯格明子6；

在所述圆柱形铁磁材料1中施加目标频率的涡旋光场2，激发出目标模式的涡旋自旋波3；

所述涡旋自旋波3通过材料间的层间耦合作用传播至所述薄膜5中，从而驱动所述奈尔型磁斯格明子6运动。

上述实施例中，圆柱形铁磁材料1为YIG，薄膜5为Co/Pt圆盘，由于薄膜5磁矩间有界面DMI，因此可以在薄膜5上形成一个磁性奈尔型斯格明子，如图1所示，图1中，d为薄膜的厚度，R为薄膜的半径，U为磁斯格明子的位置矢量，L为圆柱形铁磁材料的长度，B为施加的激发场，k为轴向波矢，H为固定外场，ρ为极坐标，z为圆柱轴向方向，φ为方位角。其中，图1(a)表示一种驱动磁斯格明子的器件的结构示意图，图1(b)表示涡旋自旋波m_x与m_y的夹角在圆柱截面上的变化，其中，m_x，m_y分别为磁矩的x,y分量；图1(c)表示磁斯格明子磁矩的z方向的大小即n_z在薄膜中的分布，其中的箭头表示磁矩的方向。

此外，磁斯格明子在薄膜中的具体位置或者材料大尺度的缺陷位置可以通过磁力显微镜、自旋极化扫描透射电镜、洛伦兹透射电子显微镜或者其他分辨率较高的显微镜直接观测。

下面以本发明第一实施例介绍本发明的工作原理：

本发明中圆盘薄膜的磁的动力学方程LLG(Landau-Lifshitz-Gilbert)方程为：

其中n＝N/M_s为单位磁矩的矢量，N为圆盘薄膜中磁矩的大小，M_s和γ分别为饱和磁化强度和旋磁比，B_eff为有效场，其包含了交换能、退磁场，α′为圆盘薄膜的吉尔伯特阻尼。从LLG方程进行推导，得出了磁斯格明子的力学方程，如下所示：

其中，U为磁斯格明子的位置矢量，

为旋磁耦合矢量常数，

为磁斯格明子的拓扑电荷，d为圆盘薄膜的厚度，

为耗散矢量，F为驱动磁斯格明子运动的力。

在本实施例中，驱动斯格明子的力包含两个力的叠加，分别为薄膜边界对磁斯格明子的作用力和自旋波对磁斯格明子的作用力。

考虑磁斯格明子的受力情况，可以得到：

其中，

为弹性系数，由自旋波与边界力共同决定，λ为方位角方向的力，把公式(7)代入公式(6)可以得出：

其中

为磁斯格明子随着时间变化的位置矢量对时间的求导，

为柱坐标中方位角方向。

从以上分析可知，涡旋自旋波为磁性斯格明子提供了主要的驱动力，而同时在旋磁耦合矢量和边界力的作用下，磁性斯格明子会受到沿着径向方向的合力，正是径向方向的力促使斯格明子可以运动起来。不仅如此，涡旋自旋波还可以提供方位角方向的力，公式6中的耗散力，即粘性阻力，由于α′的存在，会对磁性斯格明子的运动产生一定影响，而自旋波提供的方位角的力刚好可以抵消耗散力，使斯格明子不会向薄膜中心运动。因此，根据上述理论分析，可以清晰的看出，具有轨道角动量的自旋波通过给斯格明子提供驱动力，可以使磁性斯格明子沿着稳定的轨道半径做圆周运动。

可选地，根据圆柱形铁磁材料内，磁矩的动力学LLG方程、偶极场对应的静磁方程以及磁矩和偶极场需满足的边界条件，获得自旋波的色散关系，包括，根据如下公式(1)和公式(2)确定所述自旋波的色散关系：

其中，H₀为外加磁强度，M_s为饱和磁化强度，k为轴向波矢，k为径向方向波矢，

γ为旋磁比，μ₀为真空磁导率，ω为自旋波的角频率，

A为交换常数，k_1,κ_2,κ₃分别为公式1解出的三个不同的径向方向波矢的值。

上述实施例中，获得自旋波的色散关系的原理具体如下：

在无限长半径为R的圆柱形铁磁材料中，假设磁矩初始状态在圆柱形铁磁材料中是均匀的，磁矩的易磁化轴平行于圆柱形铁磁材料的轴线方向，我们已知圆柱形铁磁材料的LLG方程(Landau-Lifshitz-Gilbert方程)如下所示：

其中m＝M/M_s是一个单位磁矩，M为磁矩的大小，M_s，γ分别为饱和磁化强度和旋磁比，α为吉尔伯特阻尼，μ₀为真空磁导率，B_eff为有效场，包含了外加磁场、交换能和退磁场，即

其中H₀为外加磁强度，我们设置沿着z方向，A为交换常数，h(r,t)为退磁场，r为圆柱形铁磁材料的半径，t为时间。

根据麦克斯韦方程，我们可以得到静磁方程

其中，

Φ为静磁势。

我们可以把磁矩和磁势写成空间与时间相乘的形式：m(r,t)＝m(r)e^-iωt，Φ(r,t)＝Φ(r)e^-iωt。把这些项都代入静磁方程和LLG方程，并利用线性近似，可以得到：

其中，

m_x，m_y分别为磁矩的x,y分量。

在柱坐标中，磁势可以写成这样的形式：Φ(ρ,φ,z)～J_n(κρ)e^inφ+ikz，其中J_n(κρ)是第一类贝塞尔函数，n是柱坐标下的轨道角动量子数，n＝0,±1,±2,±3…，k是轴向波矢，κ是径向方向波矢，z为圆柱轴向方向，φ为方位角。

结合公式(10)、公式(11)和公式(12)，可以得出自旋波的色散关系表达式：

从上式可以看出，对于每个不同的n和k,有三个不同的关于k²的解，所以，当ρ≤R，

ρ>R，Φ(ρ,φ,z)＝c₄K_n(kρ)e^inφ+ikz，其中K_n(kρ)指第二类修正贝塞尔函数。

基于上面的公式，我们可以得出动态磁矩的径向分量和角相分量为：

由于磁势和磁感应强度法线方向在边界处的连续性，以及磁矩在边界处是自由的，可以得到以下四个边界条件：

四个边界条件可以写成两个矩阵相乘的形式，通过化简我们可以得到：

是一个4×4的行列式，可称其为边界值行列式，它是两个未知数的复数函数(具有实部和虚部)。通常，代数复杂性使得通过同时求解公式1和2来导出自旋波频率的解析表达式是不切实际的。因此，我们可以先固定波矢k的值，然后给出试验频率，通过公式1求出κ_1,k_2,k₃，最后再代入公式2求出行列式的绝对值。当求出的绝对值为极小值时，所对应的试验频率就是波矢k满足色散关系和边界条件所对应的频率。通过改变不同的k值，我们可以计算出不同的频率，因此，通过该方法可以计算自旋波的色散关系，而且，在特定的波矢和频率下，通过公式13和公式14，也可以理论计算出动态磁矩的径向分量和角相分量在截面上的分布。

本发明第二实施例提供的一种驱动磁斯格明子的方法，包括以下步骤：

在所述圆柱形铁磁材料1中施加激发场激发出不同频率、不同模式的涡旋自旋波；

采用布里渊光散射装置，获得自旋波的色散关系；

根据所述色散关系获得目标模式的自旋波对应的目标频率；

在所述薄膜5中形成奈尔型磁斯格明子6；

可选地，所述在所述圆柱形铁磁材料中施加激发场激发出不同频率、不同模式的自旋波，包括：根据如下公式(3)确定所述激发场：

可选地，所述采用布里渊光散射装置，获得自旋波的色散关系，包括，采用布里渊光散射装置，测量所述圆柱形铁磁材料中自旋波的波矢与频率，获得自旋波的色散关系。

可选地，所述布里渊光散射装置包括串联式法布里-拍罗干涉仪、单模固体激光器、温控滤光器和磁铁。

可选地，所述铁磁材料为YIG或Co/Pt。

可选地，所述隔离层中掺入非磁性金属元素或掺杂磁性元素，用于调节层间耦合作用的强度。

上述实施例中，通过在隔离层中掺入非磁性金属元素或掺杂磁性元素，可以改变圆柱形铁磁材料和薄膜的层间耦合作用强弱，此外，还可以通过调节隔离层的厚度，来实现层间耦合作用强弱的调节。

可选地，在所述薄膜中形成奈尔型磁斯格明子的方法为：通过在所述薄膜中施加自旋极化电流的方法形成奈尔型磁斯格明子，或者通过激光激发的方式形成奈尔型磁斯格明子，或者通过磁畴壁对转换形成奈尔型磁斯格明子。

可选地，所述涡旋光场为拉盖尔-高斯型涡旋光场。

可选地，利用人工表面等离激元(Spoof Surface Plasmon Polariton，简称SSPP)的原理产生所述拉盖尔-高斯型涡旋光场。

上述实施例中，采用环形双层人工表面等离激元波片来进行波束的发射，同时进行辐射光束相位的调节作用，进而得到吉赫兹(GHz)量级的拉盖尔-高斯型涡旋光束。

可选地，在考虑焦平面z＝0的情况下，所述涡旋光场根据如下公式(4)确定：

上述实施例中，在傍轴近似的情况下，通过解麦克斯韦方程组得到涡旋光场的方程。

下面通过仿真实验验证上述理论的可靠性，仿真过程如下：首先选取一个半径为60nm，长为40nm的圆柱形铁磁材料YIG，材料的参数为饱和磁化强度为0.192MAm^-1，交换常数为3.1pJm^-1，吉尔伯特阻尼α＝0.0004。然后紧挨着圆柱形铁磁材料YIG，选取一个半径为60nm，厚度为1nm的Co/Pt圆盘薄膜，其中圆盘薄膜的中心和YIG圆柱的中心是在一条直线上，铁磁圆盘薄膜参数具体如下：交换能为15pJm^-1，各向异性能为0.8MJm^-3，饱和磁化强度为0.58MAm^-1，界面DM相互作用能(Dzyaloshinskii-Moriya interaction)D＝3.7mJm^-2，吉尔伯特阻尼为α′＝0.22。由于有DM相互作用，可以在铁磁圆盘薄膜离中心22nm生成一个奈尔型的磁斯格明子。YIG圆柱与Co/Pt圆盘薄膜之间有层间耦合作用，耦合系数J_ex＝2.31×10⁵Jm^-3，在仿真软件Mumax中，我们设置层间耦合参数为0.02。在YIG圆柱的中间区域，我们加公式4所示的拉盖尔高斯涡旋光场，以此激发出固定模式、固定频率的涡旋自旋波。其中，

w＝24.3nm，f＝63.5GHz，l＝-5，p＝2。通过层间耦合作用，YIG圆柱中产生的涡旋自旋波传播到Co/Pt圆盘薄膜中，驱动圆盘薄膜内的磁斯格明子运动。

为了更加了解斯格明子的运动与哪些因素有关，我们还可以改变自旋波的轨道角动量子数和激发频率，如图2所示，其中，图2(a)为本发明实施例中不同轨道角动量子数的涡旋自旋波m_x分量在圆柱截面上的分布情况以及对应的频率，这是对应的径向上有两个节点的自旋波模式，图2(b)为涡旋自旋波的轨道角动量子数l＝±5时，在涡旋自旋波的驱动下，薄膜中的磁斯格明子在一个周期内的位置变化，从图中我们可以看出，当l＝-5时，斯格明子的运动为顺时针运动；当l＝+5时，斯格明子的运动为逆时针运动。在模拟结果中，当l＝-5时，一个周期为13.2ns，相邻图形时间间隔为1.65ns，斯格明子的运动速度为15.2m/s，运动的稳定轨道半径为31.9nm；当l＝+5时，一个周期为15.84ns，相邻图形时间间隔为1.98ns，斯格明子的运动速度为7.8m/s，运动的稳定轨道半径为19.7nm。

本发明实施例中，磁斯格明子的运动轨迹图如图3所示。其中，曲线1表示涡旋自旋波的轨道角动量量子数l＝-5时，磁斯格明子的运动轨迹，曲线2表示涡旋自旋波的轨道角动量量子数l＝0时，磁斯格明子的运动轨迹。从图中可以看出，当l＝-5时，斯格明子会运动到一个稳定的圆形轨道，当l＝0时，斯格明子往中心运动。

图4为l＝-5时，磁斯格明子在圆盘薄膜中的位置坐标U_x,y随时间变化的曲线，U_x为磁斯格明子的x坐标值，U_y为磁斯格明子的y坐标值。从图4可知，U_x和U_y随着时间的变化而呈现一个震荡的变化，其中，曲线1为磁斯格明子在圆盘薄膜中的y方向的值U_y随时间变化的曲线，曲线2为磁斯格明子在圆盘薄膜中的x方向的值U_x随时间变化的曲线。此外，附图4中的左插图为磁斯格明子的位置随时间变化做傅里叶变换之后得到的频谱图，其中，U_x和U_y的频谱图重合，右插图为磁斯格明子在圆盘薄膜中的x方向的值U_x随着时间变化的局部放大图。从这些图中我们可以看到，斯格明子的运动沿着固定轨道做圆周运动，其运动的频率为0.076GHz。由于涡旋自旋波的频率为63.5GHz，所以在频谱图中，还有一个小峰为63.5GHz，因此斯格明子的运动不是光滑的圆周运动，从放大图中也可以看出。

为了进一步了解磁斯格明子的运动，我们改变阻尼的大小，观察磁斯格明子的运动情况。图5示出的为涡旋自旋波的轨道角动量子数分别为l＝±5时，磁斯格明子的运动速度和稳定轨道半径随阻尼的值的变化曲线，图5中的插图为涡旋自旋波的轨道角动量子数分别为l＝±5时，弹性系数

和角度方向的力λ随磁斯格明子稳定轨道半径的值的变化曲线，其中，曲线1表示当l＝-5时，磁斯格明子的运动速度随着阻尼的值的变化曲线，曲线2表示当l＝-5时，磁斯格明子的稳定轨道半径随着阻尼的值的变化曲线；曲线3表示当l＝+5时，磁斯格明子的运动速度随着阻尼的值的变化曲线；曲线4表示当l＝+5时，磁斯格明子的稳定轨道半径随着阻尼的值的变化曲线；曲线5表示当l＝-5时，弹性系数

随着磁斯格明子稳定轨道半径的值的变化曲线；曲线6表示当l＝-5时，角度方向的力λ随着磁斯格明子稳定轨道半径的值的变化曲线；曲线7表示当l＝+5时，弹性系数

随着磁斯格明子稳定轨道半径的值的变化曲线；曲线8表示当l＝+5时，角度方向的力λ随着磁斯格明子稳定轨道半径的值的变化曲线。从图5可以看出，当涡旋自旋波的轨道角动量为-5时，随着阻尼的增加，斯格明子的运动速度逐渐减小，稳定轨道半径在逐渐减小，而当l＝+5的时候，随着阻尼的增加，斯格明子的速度先增加后减小，稳定轨道半径在逐渐增大。

图6示出的为磁斯格明子的运动速度与稳定轨道半径随涡旋自旋波轨道角动量子数的的变化曲线，其中曲线1表示涡旋自旋波的轨道角动量量子数为负时，磁斯格明子的运动速度随着角动量量子数的变化曲线；曲线2表示涡旋自旋波的轨道角动量量子数为负时，磁斯格明子的稳定轨道半径随着角动量量子数的变化曲线；曲线3表示涡旋自旋波的轨道角动量量子数为正时，磁斯格明子的运动速度随着角动量量子数的变化曲线；曲线4表示涡旋自旋波的轨道角动量量子数为正时，磁斯格明子的稳定轨道半径随着角动量量子数的变化曲线。从图6可以看出，当轨道角动量子数为负时，即涡旋自旋波沿着圆盘顺时针转动，随着轨道角动量子数的增加，磁斯格明子的运动速度先增加，后减小，但是其稳定轨道半径，一直在增加；当轨道角动量子数为正时，即涡旋自旋波沿着圆盘逆时针转动，随着轨道量子数的增加，斯格明子的运动速度也是先增加，后减小，但是其稳定轨道半径，一直在增加。

本发明通过施加涡旋光场产生具有轨道角动量的自旋波，该自旋波作用在磁斯格明子上，可以产生一个力矩，该力矩可以分解为两个方向的力，一个是径向方向的力，一个是角向方向的力。对于薄膜中的斯格明子来说，角度方向的力可以克服薄膜中的阻力，径向方向的力可以等价于向心力或者离心力，几种力共同作用，可以使斯格明子在薄膜内做稳定轨道的圆周运动。与现阶段采用电流驱动斯格明子运动的方式相比，本发明可以有效地解决斯格明子霍尔效应引起的横向漂移运动问题，而且用自旋波来驱动斯格明子能够避免焦耳热的问题，更加有效的减小信息传输过程中的损耗。在材料存在缺陷的情况下，通过自旋波可以驱动磁性斯格明子翻越大尺度的缺陷，进而达到磁性斯格明子精确操控的目的。并且和扭曲的光子(光学涡旋)驱动磁性斯格明子的旋转运动相比，该方法更容易实现。

在本说明书的描述中，参考术语“一个实施例”、“一些实施例”、“示例”、“具体示例”、或“一些示例”等的描述意指结合该实施例或示例描述的具体特征、结构、材料或者特点包含于本发明的至少一个实施例或示例中。在本说明书中，对上述术语的示意性表述不必须针对的是相同的实施例或示例。而且，描述的具体特征、结构、材料或者特点可以在任一个或多个实施例或示例中以合适的方式结合。此外，在不相互矛盾的情况下，本领域的技术人员可以将本说明书中描述的不同实施例或示例以及不同实施例或示例的特征进行结合和组合。

以上所述仅为本发明的较佳实施例，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、改进等，均应包含在本发明的保护范围之内。