/Magnetics Jpn. Vol. 10, No. 6, 2015

解説

特集：超省エネ素子実現の鍵となるスピン波の基礎と応用

光を用いたスピン波生成・検出技術
Spin Wave Generation and Detection Using Light佐藤琢哉

九州大学大学院理学研究院

T. Satoh, Faculty of Science, Kyushu University

Tel. ＋81–92–802–4084, E-mail: satoh@phys.kyushu-u.ac.jp

In future spintronics, spin waves are expected to function as
unique information carriers that are free from Joule heating.
This phenomenon, that is, using a spin wave that is generated,
controlled, and detected as an information carrier, has attracted much attention in the ﬁeld of magnonics. This paper reviews various generation and detection techniques, particularly those using ultrashort light pulses, which possess strong
properties such as ultrashort time duration, spectral degree of
freedom, and spatial pattern of light beam. A time-resolved imaging of spin wave propagation with a CCD camera is performed with better spatial resolution and shorter measurement time than the scanning technique.
Key words: spin wave, magnonics, photo-magnonics, Faraday
effect, Cotton–Mouton effect, photo-magnetic effect, inverse
Faraday effect, inverse Cotton–Mouton effect, photo-induced
magnetic anisotropy

1.

れている 1）, 13）．一方，可視・近赤外の超短光パルスを用いてもスピン波を生成することができる．可視・近赤外光のメリットは，後で述べるように超短パルス性，集光性，波長・偏光・位相自由度などである．豊富な光学素子を用いて容易に時間的・空間的に光波制御ができる．
光を用いた空間的に伝播するスピン波の生成について述べる前に，光磁気効果 (photo-magnetic effect) によって誘起された局所的なスピン歳差運動について触れる．この効
果は光を当てると磁気的性質が変化する現象を総称したものであり，熱的効果と非熱的効果に分けられる．
熱的効果
磁性体は光子を吸収することで温度が上昇する．一般に，平衡状態における磁化の方向は，外部磁場によるゼー
マンエネルギー，磁気異方性エネルギー，磁化による静磁エネルギーの総和を最小化することで決定される．光吸収

はじめにに伴う温度上昇の結果として磁気異方性エネルギーや静磁

現代の情報社会を支えるエレクトロニクスでは，電子のエネルギーが変化すると，その総和を最小化するように新もつ電荷の自由度やその流れ（電流）が情報を担っている．

しい平衡状態の方向が決まる．磁化はこの新しい方向の周

しかし電流に伴う発熱が避けられず，デバイスの高密度化

り を 歳 差 運 動 す る．こ れ ま で に Ni14）, 15），パ ー マ ロが限界に達しつつある．一方，電子がもつもう一つの自由イ 14）, 16），イットリウム鉄ガーネット（YIG）17），DyFeO318）

度であるスピンの利用技術（スピントロニクス）が盛んにや CoFeB のマグノニック結晶 19）などで，熱的効果によっ研究されている．個々の電子スピンは方向をもち，ある軸て誘起されたスピン歳差運動の報告例がある．

の周りに歳差運動する．その集団運動（スピン波）は，電非熱的効果

流と違って原理的には発熱の問題がない．スピン波は絶縁

1） 光ポンピング

体中でも伝播することができ，スピン波の伝播距離はダン

電気双極子による光学遷移では円偏光電場によって物質

1）

ピングの小さい絶縁体中においては数 cm にも達する ．

の磁気量子数ごとに分裂した準位間で選択的に遷移を起こ

2）
, 3）

，マグノニ

すことができる．この場合，円偏光のヘリシティに応じてクスという新しい分野で研究されている 4）, 5）．また，次世

物質の軌道角運動量が増減するが，スピン角運動量は変化

代の高密度磁気記憶デバイスにおいて，スピン波を励起すしない．スピン角運動量はスピン–軌道相互作用の存在にそのため，新しい情報媒体として期待され

6）〜8）が期待を集め

よって初めて変化する．これを利用して基底状態や励起状ている．ここでは，主に光を用いてスピン波を生成，検出態のスピン準位間に分布差を作り出すことができ，光ポンする技術「光マグノニクス」について述べる．

ピングと呼ばれる 20）．半導体ではこの方法によってスピることで効率よく磁化反転させる技術

2.

ン歳差運動を誘起する報告がある 21）．

光を用いたスピン波の生成

2） 光誘起磁気異方性

これまでスピン波は，マイクロストリップアンテナから

少量の Si や Pb などの不純物をドープした YIG に光を当放出されたマイクロ波によるフェリ磁性共鳴で励起される

てると，四面体配位と八面体配位の非等価な Fe サイト間ことが一般的であった 9）〜12）．最近ではスピン偏極電流注で電子が再分配され，磁気異方性が変調される．これを光入によって生じたスピントランスファートルクでも生成さ誘 起 磁 気 異 方 性 (photo-induced magnetic anisotropy;

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307

PMA) という．ここで光の偏光方位によって選択的な電子励起が生じるため，PMA が直線偏光方位依存性をもつことになる 22）, 23）．また，強磁性半導体薄膜や強磁性多層膜においても，PMA に基づく磁化歳差運動が報告されている 24）．このような磁気異方性の変化は大雑把に言ってステップ関数のような時間依存性をもつため，フォノン励起とのアナロジーで，変位型コヒーレントマグノン励起(displacive excitation of coherent phonons) と考えることができる 25）．
3） 逆磁気光学効果
ファラデー効果やコットン・ムートン効果といった磁気光学効果の逆効果として逆ファラデー効果や逆コットン・

Pump intensity distribution on the sample.

Fig. 1

ムートン効果がある．これらをまとめて逆磁気光学効果と呼ぶ．英語では inverse magneto-optical effect26），もしくい 33）, 34）．2007 年に Kalashnikova らによって弱強磁性体

は opto-magnetic effect

FeBO3 を用いて報告された 35）．

27）とも呼ばれる．ファラデー効果と逆ファラデー効果，コットン・ムートン効果と逆コット

以上のように熱的・非熱的な光磁気効果を概観したが，ン・ムートン効果は，それぞれ同一の自由エネルギーからどの励起機構であっても，強磁性体やフェリ磁性体にポン導出できるため，互いに逆効果であると言える 28）〜30）．

プ光パルスを集光すると，有限な波数を持ったスピン波が超短光パルスを用いた逆ファラデー効果は，円偏光パル生成することが期待される．ポンプ光が照射された時刻

スが試料に照射されると，光の進行方向に有効磁場パルス

t＝0 でポンプ光スポット内に瞬間的に励起されたスピンを生成し，それがスピン歳差運動を誘起するというもので歳差運動は，t＞0 でスピン波の形でポンプ光スポットの外ある．ファラデー効果の逆効果であることから，磁気光学側に伝播していく．ポンプ光によって誘起されたスピン波感受率が大きい，つまり単位磁化あたりのファラデー回転の波形（磁化の面直方向）は以下の式で与えられる 36）．

角が大きい物質ほど，逆ファラデー効果が大きいことが期待される．ファラデー効果が光吸収に基づく現象でないのと同様に，逆ファラデー効果も光吸収を必要としない．し∫mz (p , t ) ∝|i|＜iαdih( i )sin( i ⋅p－ω ( i )t ) exp(－αω ( i )t )(1 )たがって，本質的に非熱的効果であり，超高速過程となり

ここでスピン波の波数空間での波源 h(k) は，Fig. 1 のよううる．

に試料表面におけるポンプ光の空間強度分布 |E(r)|2 ∝

スピン歳差運動の周期よりも十分に短いパルス幅，かつexp(−r2/2r02) のフーリエ変換で与えられる．ポンプ光に

実準位に非共鳴な波長の円偏光パルスを用いて仮想励起しよって誘起された磁化の面直成分 mz は，励起されたスピた場合は，インパルシブ誘導ラマン散乱 (impulsive stim-

ン波の波数ベクトル k＝(kx, ky) に関してすべてにわたって

ulated Raman scattering) となる 25）, 30）, 31）．これは円偏光

2 次元的に積分することで得られる．ここで，積分のカッ

パルスによって誘電率テンソルが磁化の 1 乗に比例して変トオフ波数 kc は，exp(−kc2r02/2)≪1 を満足するように決め調される効果である．

られている．ω(k)＝2πf(k) は，励起されるスピン波の分散

逆ファラデー効果の作用により，瞬間的なスピン歳差運動が引き起こされることは，2005 年に Kimel らによって初めて報告された．彼らは弱強磁性体 DyFeO3 に円偏光

32）

パルスを照射することで，数百 GHz のスピン歳差運動を関係である．ギルバート緩和は exp（−αω(k)t）の部分に取り入れられている．
3.

光を用いたスピン波検出法観測した．また，円偏光のヘリシティを反転することで，スピン波波形を，位相情報を含めて測定するには，Fig.

スピン歳差運動の初期位相が 180 度シフトすることを確認

2(a) のように微細加工されたプローブ用アンテナに流れるした．このときに生じる有効磁場パルスはパルス幅 200誘導電流を測定する方法が一般的である．プローブアンテ

fs, 数 T に達するとされた．

ナの位置をずらすことによって空間分解測定することがで

逆コットン・ムートン効果

きる 10）, 11）, 37）．

直線偏光パルスによって誘電率テンソルが磁化の 2 乗に一方，微細加工に頼らず，スピン波伝播を時間分解イ

比例して変調される効果である．光線の進行方向に対してメージングするには，光を用いるのが最も適していると考垂直方向に有効磁場が誘起され，それが磁気複屈折を生じえられる．パルス幅程度の時間分解能と，波長程度の空間る．有効磁場の大きさや方向は磁性体の対称性を反映する

分解能は比較的容易に得られる．X 線を用いる光電子顕微ために，逆ファラデー効果と比べてパラメータの数が多鏡と，可視・近赤外光を用いる顕微ブリュアン散乱法と磁308

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Spin wave detection techniques.

Fig. 2

ことにより周波数スペクトルを得ることができる．ここで

気光学顕微鏡を用途によって使い分ける．
X 線磁気円二色性-光電子顕微鏡 (X-ray Magnetic Circu-

光学遅延装置の遅延レンジを長くするとスペクトル分解能

lar Dichroism – Photoemission Electron Microscope;が向上し，遅延の時間ステップ幅を小さくすると高い周波

XMCD–PEEM) は，円偏光ビームのヘリシティによりス数まで分解できるようになる．このように GHz〜THz のピンのアップ・ダウンに対する状態密度差を反映した吸収数桁にもわたる周波数レンジの測定を単一の光学系ででき強度差を用いて光電子量を 2 次元イメージングするものでるのがポンプ・プローブ法の長所の一つである．また，時ある 38）．光子エネルギーを適切な吸収端に調整すること

間領域で振動の初期位相が測定できるため，励起メカニズ

で，元素選択性がある．最近はフェムト秒近赤外光レー

ムに関する知見が得られる（これについては後述する）．

ザーと組み合わせた時間分解測定が実現している

39）
, 40）

．

ポンプ・プローブ測定では，ポンプ光パルスによって瞬顕微ブリュアン散乱法

間的にスピン歳差運動が誘起され，位相のそろったコヒー

Fig. 2(b) のように単一波長の連続発振レーザーを磁性体

レントなスピン波のみを検出する．ポンプ光によって仮にに照射し，スピン波周波数だけ周波数がずれた散乱光（スインコヒーレントなスピン波が誘起されたとしても，このトークス光もしくは反ストークス光）を検出する．スピン

成分は打ち消し合い，検出されない．

波（マグノン）の分布を測定するので，パラメトリックポ
ンピングなど 41）によって生成した，位相のばらばらな（インコヒーレントという）スピン波でも検出可能である．時間相関単一光計数法により，ある程度の時間分解能が得ら
9）4.

光パルスを用いたスピン波生成・
時間分解イメージング

ポンプ・プローブ測定では，ポンプ光スポット位置に対れる ．参照信号との干渉を利用することでスピン波の位

して相対的にプローブ光スポット位置をスキャンすること

相を測る方法も開発され 42），スピン波のコヒーレント成により，スピン波伝播を時間分解イメージングすることが分も検出することが可能になっている．

できる 19）, 36）, 45）．ただし，実際にはプローブ光ではなく，マイクロ波やスピン偏極電流で生成されたスピン波を顕ポンプ光位置をスキャンするので，均一でない試料や試料

微ブリュアン散乱法でイメージングした報告例は多数あ端のスピン波伝播は観測できない．この問題を解決し，かる

43）．一方，光で誘起されたスピン波を，この手法を用

つ 測 定 時 間 を 一 気 に 短 縮 す る た め に，CCD カ メ ラ やいて時間分解イメージングした報告例は，筆者の知る限り

CMOS カメラを用いて，スキャニングすることなしにス

まだない．

ピン波をイメージングする技術が最近発展してき磁気光学顕微鏡た 46）〜48）．この場合，バランス検出法を用いることができ

Fig. 2(c) のように透過配置の場合，直線偏光プローブ光ないため，ファラデー回転角の絶対値を測定するために，の偏光回転（ファラデー回転）角を測定することにより，回転検光子法 49）を用いる場合が多い．

試料中の磁化の面直成分を測定することができる．また，

ここで，いくつかの光磁気効果を組み合わせることで，コットン・ムートン効果によって磁化の面内成分も検出可

スピン波の初期位相を制御するという研究成果を紹介す能である．プローブ光として直線偏光もしくは円偏光を用る．また，CCD カメラを用いたスピン波イメージングにい，試料を透過した後のプローブ光の偏光変化を，バランついて述べる 47）．

ス 検 出 法 に よ り 測 定 す る．反 射 配 置 の 場 合，偏 光 回 転

われわれは，ビスマス添加希土類鉄ガーネットにおいて（カー回転）角を極・縦・横カー効果で測定することによ逆ファラデー効果を用いたスピン波生成，磁気光学効果をり，磁化の 3 次元的な情報を得ることができる

用いたスピン波検出という全光ポンプ・プローブ測定を

44）．

磁化情報を読み取るのに偏光自由度を用いるため，光の行ってきた 36）．ここでは逆ファラデー効果を用いたため

時間パルス幅は検出感度に関係ない．そこで，ポンプ・プ

ポンプ光は円偏光であり，励起されるスピン歳差運動の初ローブ測定法を用いて，プローブ光のパルス幅を短くする

期位相は円偏光ヘリシティに応じて 0 か 180 度かのどちらことによって時間分解能を高めることができる．

かであった．そこで，直線偏光パルスを用いることで，生またポンプ・プローブ時間分解波形をフーリエ変換する
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成されたスピン波の初期位相が連続的に制御可能であるこ© 2015 by The Magnetics Society of Japan

309

とを述べる．また，スピン歳差運動の初期位相と振幅のポスポット直径 30 μm，フルエンスは 0.2 mJ/cm2 として集ンプ光偏光方位角依存性が，逆コットン・ムートン効果と光した．プローブ光を二つの直交した偏光に分け，バラン

光誘起磁気異方性をともに考慮することによって説明でき

ス検出することで，ファラデー回転角を測定した (Fig. 4)．

ることを示す．

もう一つの測定は，スピン波伝播の時間空間分解測定であ

試料は約 1,000 ppm の Pb を含む，ビスマス添加希土類る．この測定では，ポンプ光を試料表面に集光し，スポッ

鉄ガーネット Gd4/3Yb2/3BiFe5O12（111 面）である．試料のト径 85 μm，フルエンス 60 mJ/cm2 とした．試料表面を直大きさは 6 mm×6 mm で，厚さは 110 μm である．この結

径 5 mm にわたってフルエンス 0.1 mJ/cm2 のプローブ光

晶は m3 m の対称性を示す．試料の飽和磁化は 90 emu/

で照射し，そのファラデー回転を CCD カメラを用いて測cm であり，キュリー温度は Tc＝573 K である．すべての

定した．

3

測定は室温で行われた．Fig. 3 のように 1 kOe の面内磁場

いくつかのポンプ光偏光方位角に対するプローブ光のを印加し，単一磁気ドメインとした．磁化の垂直／面内成

ファラデー回転の時間波形 ϕF を Fig. 5 に示す．これらの波分の比は 5×10−3 であった．試料の結晶軸 X は［112̄］に形はスピン歳差運動に相当する．周波数約 2.5 GHz で振動平行であり，磁場方向とは ψ＝5 度の方向を向いている．

する時間波形が得られ，これはポンプ光の方位角に対して直線偏光で誘起されたスピン歳差運動は磁気光学ポンプ・

依存しなかった．振動成分の初期位相はポンプ光方位角とプローブ法によって測定された．励起用のポンプ光の波長ともに変化することが見いだされた．このことは図の矢印

は 1,300 nm，パルス幅は 150 fs である．プローブ光の波で表される最初の負のピーク位置がシフトしていることに長は 800 nm，パルス幅は 150 fs である．スピン歳差運動

よって確認できる．初期位相を抽出するために，以下のよは，直線偏光したプローブ光のファラデー回転を検出する

うな関数で波形を 20≤t≤400 ps の範囲でフィッティングしことによって得た．2 通りの測定を行った．一つはポンプ

た．

光照射位置におけるスピン歳差運動の時間分解測定である．この測定では，ポンプ光を試料表面に集光し，スポッ
ト径 80 μm，フルエンス 75 mJ/cm2 とした．プローブ光はFig. 3 Deﬁnition of coordinate axes, polarization azimuth θ , and crystallographic azimuth ψ. The x-axis is parallel to the external magnetic ﬁeld.47)

Fig. 4310

Fig. 5 Temporal waveform of Faraday rotation of probe
pulses measured at several polarization azimuths of pumppulses. Black lines show ﬁtting curve given by Eq. (2). Arrows show ﬁrst negative peak.47）

Experimental setup for local excitation of spin precession.

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Fig. 6 Polarization dependence of (a) amplitude A, (b)initial phase C. Red solid lines are ﬁtting curves. Blue broken line and green dashed line indicate contributions of
ICME and PMA, respectively.47）

ϕF(t)＝A exp (−Bt) sin(2πft＋C)＋Dt＋E(2)

ここで f＝2.53 GHz とし，A, B, C, D, E をフィッティング
パラメータとした．B はポンプ光方位に依存しないとした
ところ，B＝6×10−4 ps−1 を得た．振幅 A と初期位相 C のポンプ光方位角 θ 依存性をそれぞれ Fig. 6(a), (b) に示す．
初期位相が，連続的に変化した．ただし θ ≈ 75 度において約 180 度のジャンプが見られ，ここでは振幅がほぼ 0 ま
で落ち込んだ．それに加えて，初期位相は θ ≈−25 度において大きく変化し，ここでも振幅は局所的に最小値をとった．ここから，光によって誘起されたスピン歳差運動のメ

Fig. 7 (a) Experimental spatial plot of spin wave propagation. Polarization azimuth of pump pulses was θ ≈−60
deg. The spin wave was emitted at (0, 0). (b) Calculated
spatial plot using the dispersion curve of BVMSW. In bothﬁgures, plots at the delay t＝1,400 ps are shown.47）

カニズムを議論する．光とスピン系の相互作用は時間ス
ケールの異なる二つの現象に分けることができる．一つは6(a), (b) では，逆コットン・ムートン効果と光誘起磁気異光パルスによる有効磁場のインパルシブな生成で，これは方性の各々の寄与もプロットしてある．これらの寄与でパルス幅がスピン歳差運動の振動周期よりも十分に短いとは，初期位相はポンプ光方位角とともに 360 度変化していきに起きる．他方は光パルスによる有効磁場の誘起であることがわかる．そして，それらは逆の方位角依存性とり，この緩和時間はスピン歳差運動の周期よりも十分に長なっている．両方の寄与が重なった結果としてのスピン歳い．これらはそれぞれ，インパルシブ誘導ラマン散乱と変差運動では，初期位相は 180 度の間で変化しているが，こ位型コヒーレントマグノン励起に対応する．これらの二つ

れは二つの寄与が干渉した結果であると考えられる．θ ≈のタイプの有効磁場を誘起する磁気光学効果はそれぞれ逆75 度では，両者の寄与が互いに打ち消しあい，スピン歳

コットン・ムートン効果と光誘起磁気異方性である．逆差運動の振幅は最小値を取る．また，このとき，初期位相

コットン・ムートン効果によって誘起された有効磁場のイ

は 180 度のジャンプを見せる．θ ≈−25 度でも同様に，干ンパルシブ生成は磁化の瞬間的な変位という形でスピン歳渉の結果として振幅が最小値をとり，初期位相も大きく変差運動に寄与する．一方，光誘起磁気異方性では，ステッ化する．一方，θ ≈ 20 度や θ ≈−75 度では，これらの寄与

プ関数的な有効磁場の生成は磁場の瞬間的な変化としてスが協調的に干渉し振幅が最大となっている．

ピン歳差運動に寄与する．このように仮定することによっ

直線偏光パルスによって生成したスピン波の伝播を調べて，Fig. 6(a), (b) において逆コットン・ムートン効果と光るために，時間空間分解波形を CCD カメラを用いて観測

誘起磁気異方性をともに考慮した場合に実験結果を十分再した．ポンプ光照射 1.5 ns 後のスピン波波形を Fig. 7(a)現することができた．いずれか一方の効果のみを考慮したに示す．次に後進体積静磁波の分散関係を仮定して，スピ場合は，実験結果を再現することはできなかった．Fig.

ン 波 の 波 形 を 計 算 し た．t＝1.5 ns に お け る 計 算 結 果 をCopyright© 2015 by The Magnetics Society of Japan

311

Fig. 7(b) に示す．実験結果との非常に良い一致が見られ，直線偏光で誘起したスピン波は後進体積静磁波であることが示された．
5.

今後の研究の見通し

ごく最近，スピン波と弾性波の合成波である磁気弾性波の時間分解イメージングが報告された 48）．関連してスキ
ルミオンのダイナミクスのイメージングもたいへん興味深
い．CCD カメラを用いることで，スピン波導波路やマグノニック結晶などの均一でない試料中のスピン波伝播や試料端のスピン波反射，屈折もイメージングできるだろう．
近年理論的に提唱された試料端におけるマグノン・ホール
効果 50）の時間分解イメージングにも期待がかかる．さらに回折限界以下の波長のスピン波（いわゆる交換スピン波）をイメージング 43）できればコヒーレントなボーズ・
アインシュタイン凝縮のダイナミクスを観測できる可能性もある．将来的には最近報告された STAMP (Sequentially
Timed All-optical Mapping Photography) の 手 法 に よ ってシングルショットで時間分解イメージングできるようになるだろう 51）．
謝辞

本稿の内容は，黒田和男教授，志村飯田隆吾博士，照井勇輝氏，吉峯

功氏，守谷

努教授，
頼博士，

齊藤英治教授，安藤和也准教授，Boris Ivanov 教授との共同研究に基づくものです．本研究は科学技術振興機構さきがけ（光の利用と物質材料・生命機能），科学研究費補助金（新学術領域

半導体における動的相関電子系の光科学，若手研究（A）），村田学術振興財団研究助成の支援を受けて実施されました．照井，吉峯両氏の作成したイラス
トを使用させていただきました．深く感謝いたします．
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34） 逆磁気光学効果の詳細については佐藤琢哉：応用物理，1 月号 (2016) を参照されたい．
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（2015 年 9 月 4 日受理）

佐藤琢哉

さとう

たくや

2004 東京大学大学院工学系研究科博士課程修了，2003 ドイ
ツ Max-Born 研究所研究員，2005 東京大学大学院総合文化研究科研究員，2007 東京大学生産技術研究所助教，2010 科学技術振興機構さきがけ研究者（兼任），2014 九州大学大学院理学研究院准教授，2015 スイス ETH Zurich 客員教授（兼任），現在に至る．
専門 磁気光学，非線形光学，超高速科学
博士（工学）© 2015 by The Magnetics Society of Japan313