Élément

Oct 18, 2023

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 18724 (2022) Citer cet article

428 accès

1 Citations

1 Altmétrique

Détails des métriques

Nous présentons la visualisation spécifique à l'élément et résolue dans le temps des excitations de résonance ferromagnétique uniformes d'une microstructure bicouche disque Permalloy (Py)–Cobalt (Co). La composante transversale à haute fréquence de l'aimantation excitée par résonance est échantillonnée dans le régime ps par une combinaison de résonance ferromagnétique (FMR) et de microscopie à rayons X à transmission à balayage (STXM-FMR) enregistrant des instantanés de la précession d'aimantation locale de Py et Co avec nanomètre résolution spatiale. L'approche nous permet d'imager individuellement la réponse dynamique résonnante de chaque élément, et nous constatons que le moment cinétique est transféré du disque Py à la bande Co et vice versa à leurs résonances respectives. Le spectre FMR intégral (cavité) de notre échantillon montre une troisième résonance supplémentaire inattendue. Cette résonance est également observée dans les expériences STXM-FMR. Nos découvertes microscopiques suggèrent qu'il est régi par l'échange magnétique entre Py et Co, montrant pour la bande de Co une différence de phase relative de l'aimantation due à l'influence du champ parasite.

Pour les futures technologies de l'information, de nouveaux concepts sont nécessaires impliquant la charge de l'électron ainsi que son spin comme unité d'information1. Plusieurs approches pour la logique basée sur le magnétisme ont été introduites, allant des concepts basés sur les solitons2 à la magnénique sous la forme, par exemple, de l'informatique magnonique génétiquement modifiée3,4 pour surmonter les diverses limitations, par exemple la charge thermique et les besoins énergétiques, rencontrées par la technologie informatique moderne. Ce domaine de la spintronique et de la magnénique nécessite d'étudier des structures magnétiques encore plus petites dans le régime gigahertz et térahertz.

Les dispositifs basés sur le spin sont généralement constitués de plusieurs matériaux, ce qui nécessite la compréhension des propriétés magnétiques dynamiques spécifiques à l'élément et des modes d'onde de spin résultants à l'échelle nanométrique. Résonance ferromagnétique détectée par rayons X (XFMR)5,6,7,8,9,10,11,12,13, combinant la résonance ferromagnétique (FMR) avec la magnétométrie spécifique à l'élément au moyen du dichroïsme circulaire magnétique aux rayons X (XMCD) ( voir 14, 15 et références) est un outil unique pour relever ce défi.

Dans cette étude, la microscopie à rayons X à transmission à balayage détectée FMR (STXM-FMR)16 a été utilisée, offrant un échantillonnage temporel jusqu'à 17 ps et une résolution latérale nominale inférieure à 50 nm dans la géométrie transversale XFMR avec une excitation continue de l'échantillon16,17, 18,19,20,21. Des réponses de résonance uniformes et non uniformes à l'échelle micro-22,23 et sous 50 nm nanomètre24 ont été surveillées et analysées. Ici, nous étudions les excitations résonnantes d'une microstructure bicouche constituée d'une bande de cobalt (Co) déposée sur un disque de Permalloy (Py) avec une spécificité d'élément. Des études antérieures de bicouches ferromagnétiques ultra-minces de dimensions égales (épaisseur généralement d'environ ou inférieure à 10 nm) ont montré deux modes de résonance uniformes, généralement expliqués comme des modes optiques ou acoustiques en phase et hors phase, par exemple25. Dans les mesures FMR conventionnelles de notre microstructure bicouche d'une épaisseur totale de 60 nm, les résonances individuelles des microstructures Py et Co sont identifiées. De plus, une troisième résonance dans les deux matériaux est observée, qui ne peut pas être expliquée par l'approche susmentionnée pour des bicouches ultra-minces de dimensions égales, mais par Py et Co résonnant en phase en tant qu'entité, médiée par un couplage d'échange. Ainsi, par notre STXM-FMR spécifique dans l'espace, le temps et l'élément, l'origine des trois résonances est révélée, visualisant également les variations locales de phase et d'amplitude, qui ne sont pas visibles dans les spectres FMR conventionnels.

Nous mesurons les excitations FMR dans leur régime linéaire à l'aide d'une configuration STXM-FMR basée sur un micro-résonateur, spécifique à l'élément et résolue dans l'espace réalisée à Stanford Synchrotron Radiation Lightsource (SSRL)16,18. L'échantillon est une bande de Co polycristallin (longueur de 2,0 \(\upmu\)m, largeur de 0,5 \(\upmu\)m, épaisseur de 30 nm) déposée sur un disque de Permalloy(Py) polycristallin de 2,5 \(\upmu\) m de diamètre et 30 nm d'épaisseur (voir Fig. 1a). Il est fabriqué par une lithographie en trois étapes et un dépôt par faisceau d'électrons du matériau ferromagnétique26 sur une membrane de Si\(_{3}\hbox {N}_{4}\) de 200 nm d'épaisseur. Pour mesurer le spectre FMR, l'échantillon est positionné dans la boucle en forme d'oméga d'un micro-résonateur offrant une sensibilité de \(10^{6}\) \(\mu _{\text{B}}\)27,28 ,29. L'échantillon est excité par un champ micro-onde homogène polarisé linéairement d'amplitude \(\le\) 1,5 mT. Une image STXM de l'échantillon utilisant un pas de 100 nm est illustrée à la Fig. 1b.

(a) Image en microscopie électronique à balayage (MEB) de la bicouche bande Co/disque Py sur une membrane Si\(_{3}\hbox {N}_{4}\). L'orientation de B\(_{\text{ext}}\) est indiquée ; (b) Image STXM de l'échantillon dans la boucle du micro-résonateur ; Le champ magnétique haute fréquence oscille dans la direction hors du plan (c) Spectre FMR de l'échantillon illustré en a) avec quatre résonances principales, 1 : résonance Py, 2 : résonance couplée, 3 : résonance centrale de la bande Co, 4 : Résonance des côtés longs de la bande Co.

La figure 1c représente le spectre FMR conventionnel de l'échantillon obtenu à une fréquence micro-onde de 9,27 GHz dans un champ magnétique \(\hbox {B}_{\text{Ext}}=0\)–200 mT présentant trois résonances principales, la première résonance à \(\hbox {B}_{\text{Ext},1}=58,3\) mT, la deuxième résonance à \(\hbox {B}_{\text{Ext},2}=84,9\ ) mT, et la troisième résonance à \(\hbox {B}_{\text{Ext},3}=112,7\) mT. Une quatrième résonance supplémentaire que nous identifions à \(\hbox {B}_{\text{Ext},4}=344\) mT avec une largeur de ligne d'environ 8 mT correspondant à un mode de bord de la bande Co, comme illustré par exemple en28,29. Dans notre configuration STXM-FMR, seules les trois résonances inférieures à 200 mT peuvent être enregistrées en raison de la limite de \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) disponible. Les résonances 1 et 3 sont respectivement les modes du disque Py et de la bande Co. L'anisotropie magnétocristalline est négligeable dans les deux échantillons en raison de leur polycristallinité. La bande Co présente le champ de résonance le plus élevé en raison de l'anisotropie de forme malgré son M\(_{\text{sat}}~=~1420~\hbox {kA}/\hbox {m}\)30 compte tenu de la géométrie de la bande et l'orientation perpendiculaire de son côté long à \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) (Fig. 1a), tandis que Py avec M\(_{\text{sat}}~=~860~ \hbox {kA}/\hbox {m}\)30 montre le champ de résonance le plus bas. Ceci est confirmé par les mesures FMR dépendantes de l'angle d'une bande de Co29. L'origine de la résonance intermédiaire 2, cependant, ne peut pas être facilement comprise, car on ne s'attendrait qu'aux deux résonances individuelles. La présence d'une troisième résonance à un champ intermédiaire suggère fortement que Co et Py résonnent comme une seule entité résultant en une résonance uniforme couplée. Bien qu'il semble raisonnable de supposer que cela est dû au couplage d'échange à travers l'interface, il n'est pas possible de déduire directement le mécanisme microscopique derrière notre observation à partir du spectre FMR classique. Pour élucider cela, nous utilisons STXM-FMR.

Dans STXM-FMR, l'échantillon est cartographié par un faisceau de rayons X focalisé (énergie réglable entre 200 eV et 1200 eV au SSRL), tandis que l'intensité transmise est détectée par une photodiode à rayons X à avalanche. B\(_{\text{ext}}\) est appliqué dans le plan de l'échantillon le long de l'axe court de la bande Co (Fig. 1a)) avec une orientation perpendiculaire aux rayons X polarisés circulairement incidents. La composante transversale dépendante du temps de l'aimantation à 9,129 GHz est sondée au moyen de l'effet XMCD, pour plus de détails voir16. L'oscillation d'aimantation est échantillonnée avec 6 images consécutives séparées par une différence de phase statique de 60\(^\circ\) (18 ps), chacune avec et sans excitation micro-onde appliquée. Pour extraire l'absorption des rayons X induite par les micro-ondes, la différence respective des deux ensembles de données est prise. La figure 2a) montre les 6 images STXM-FMR résultantes au niveau du bord Co L\(_{3}\) avec un champ magnétique externe appliqué de 112,7 mT (figure 1b). Un contraste plus clair et plus sombre indique une absorption des rayons X inférieure/supérieure à la moyenne. Le contraste dans la zone de la bande Co indique une réponse induite par micro-ondes. Ainsi, le contraste clair et sombre de la figure 2a) montre les déviations de l'aimantation par rapport à son orientation d'équilibre le long de l'axe d'oscillation du champ magnétique haute fréquence. La figure 2b montre l'oscillation du signal STXM-FMR à la position de la bande Co. Son maximum est visible à une phase relative d'environ 90\(^\circ\). La courbe noire de la figure 2b a été enregistrée à un champ de résonance de 30 mT et donc le Co n'est entraîné que par le champ micro-onde. Le signal rouge STXM-FMR est décalé de 90\(^\circ\), comme généralement attendu pour une réponse résonnante31.

( a ) 6 images de différence STXM-FMR obtenues à partir de six images micro-ondes activées et six images micro-ondes éteintes enregistrées toutes les 60 \ (^ \ circ \) (18 ps) au bord Co L \ (_ {3} \) à \ ( \hbox {B}_{\text{Ext},3}\). ( b ) Signal de transmission de rayons X induit par FMR (points rouges : à la résonance Co 3, carrés noirs : hors résonance) en fonction du temps.

Les mesures spécifiques à l'élément et résolues dans l'espace illustrées à la Fig. 3 montrent les images STXM-FMR au bord Ni L \ (_ {3} \) (852 eV) (Fig. 3a – c) et Co L \ ( _{3}\)-edge (779 eV) (Fig. 3d – f) pris à une phase relative de 300\(^\circ\) présentant le contraste le plus élevé, avec une taille de pas de 100 nm et un temps de séjour de 5000 SP. Le contraste des gris correspond à une valeur de contraste moyenne, qui est définie sur le même niveau de couleur de fond pour toutes les images de la figure. Sur les figures 3a à c, la zone circulaire complète du disque Py montre un contraste STXM-FMR dans les trois champs de résonance, indiquant une réponse résonnante du disque Py. Chacune des images STXM-FMR des Fig. 3a à c) révèle une zone de contraste de couleur plus foncée à l'emplacement de la bande Co située au-dessus. La figure 3d – f représente le contraste STXM-FMR provenant de la bande Co tandis que le disque Py est presque invisible avec l'image STXM-FMR à la résonance 3 (Fig. 3f) montrant le contraste coloré le plus sombre de toutes les images (Fig. 3d -F).

Les images STXM-FMR prises aux B\(_{\text{ext}}\) respectifs pour les résonances 1, 2 et 3. (a)–(c) sont enregistrées au Ni L\(_{3}\ )-bord, (d, e) sont enregistrés au Co L\(_{3}\)-bord. Les images STXM-FMR correspondent au créneau temporel à 92 ps (300\(^\circ\)).

L'image STXM-FMR prise à la résonance 1 illustrée à la Fig. 3a (bord Ni L\(_{3}\)) montre une distribution de contraste uniforme dans la zone du disque avec une zone de contraste d'intensité plus élevée à la position de la bande Co . Cela correspond à une réponse de résonance uniforme homogène du disque Py, comme prévu à partir du spectre FMR conventionnel (Fig. 1a). Le contraste visible sur la figure 3d dans la bande Co provient du fait que Co est entraîné par le Py en résonance, induisant une légère augmentation du mouvement de précession dans le disque Py (zone de contraste d'intensité plus élevée sur la figure 3a) médiée par le couplage d'échange. L'observation correspondante est faite pour le disque Py à \(\hbox {B}_{\text{ext},3}\), où les moments magnétiques Py sont moins agiles en raison de leur alignement le long de la direction de B\(_ {\text{ext}}\), ce qui fait que le disque Py n'est que légèrement entraîné par le Co en résonance. En conséquence, le contraste du Co entraîné sur la Fig. 3d est plus intense que celui du Py entraîné sur la Fig. 3c car les moments Co ne sont pas complètement alignés le long de B\(_{\text{ext},1}\) et sont donc plus agiles et plus faciles à piloter par rapport aux moments Py du disque à B\(_{\text{ext},3}\). Cette excitation entre les deux constituants à travers l'interface illustre un transfert de moment cinétique (courant de spin) entre les deux matériaux magnétiques dû au couplage d'échange.

À la résonance 2, les images STXM-FMR aux deux bords d'absorption montrent un contraste uniformément distribué à l'emplacement des deux constituants de l'échantillon, indiquant une résonance couplée provenant du couplage d'échange entre Py et Co tous deux en résonance et contribuant au signal STXM-FMR . De tels modes ont déjà été observés dans des films multicouches et trouvent leur origine dans l'échange d'interface entre les deux constituants. La longueur d'échange en Co et Py est de plusieurs nanomètres, donc en résonance ferromagnétique l'échantillon se comporte dans cette zone comme un alliage. Cela peut être vu par exemple dans 32, où des spectres d'ondes de spin existent à une magnétisation effective de FeNi en tant qu'entité semblable à un alliage en plus de la résonance individuelle des ondes de spin de Fe. Nos mesures STXM-FMR de la résonance 2 montrent au bord Ni L\(_{3}\) que la résonance peut être observée dans toute la zone du disque avec un contraste plus sombre à la position de la bande Co/interface, plus large que le contraste vu au bord de Co L\(_{3}\), puisque les spins de bord de Co ne sont toujours pas alignés le long de B\(_{\text{ext},2}\) et donc pas en résonance. Ceci est dû au fait qu'à côté de la longueur d'échange pour cette excitation est importante la longueur de cohérence de la précession FMR, qui varie selon le matériau jusqu'à plusieurs millimètres (par exemple des dizaines de \(\upmu\)m pour Py33). En conséquence, les intensités des trois modes de résonance représentés sur la figure 2b sont conformes à cette interprétation. La résonance Py 1 montre l'intensité la plus élevée en raison du plus grand volume d'échantillon, donc la résonance de couplage 2 montre moins d'intensité car elle provient comme décrit ci-dessus seulement d'une partie de l'échantillon, tandis que la résonance Co 3 montre l'intensité la plus faible, correspondant à la plus petit volume excité.

L'orientation de l'aimantation et l'influence du couplage dipolaire magnétique à la résonance 2 ont été visualisées par des simulations micromagnétiques à l'aide de MuMax334,35. Une microstructure bicouche disque Py (2500 nm\(\times\)30 nm)/Co (2000 nm\(\times\)500 nm\(\times\)30 nm) est simulée à \(\hbox {B} _{\text{Ext}}\) = 85 mT, orienté comme illustré à la Fig. 1a. Les paramètres de simulation sont 860 kA/m (Py) et 1420 kA/m (Co) comme aimantation à saturation (les deux valeurs30) et \(13 \times 10^{-12}\) J/m (Py) et \(30 \times 10^{-12}\) J/m (Co) comme rigidité d'échange (les deux valeurs36). La grille de simulation se compose de \(502 \times 502 \times 14\) cellules avec des cellules de même dimension de \(5 \times 5 \times 5\) nm\(^{3}\), situées en dessous de la longueur d'échange de 5,3 nm (Py, par exemple 37) et 8,1 nm (Co, par exemple 38). La distribution d'aimantation bidimensionnelle après relaxation sous champ à partir d'un état initial aléatoire est illustrée sur les figures 4a, b pour les deux constituants de l'échantillon. L'orientation différente de l'aimantation vers les bords de la longue bande peut être clairement vue dans la bande Co, ainsi que imprimée sur le disque Py. L'intensité du champ de démagnétisation / parasite est illustrée à la Fig. 4c, d pour le disque Py et la bande Co respectivement. La figure 4c indique clairement l'influence de la bande Co sur le disque Py en raison de l'interaction dipolaire magnétique due à la valeur plus élevée de l'intensité du champ de démagnétisation d'environ 100 mT à la position de la bande. Il ressort de la Fig. 4 que l'aimantation dans la bande Co n'est pas saturée à \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) = 85 mT, les moments magnétiques Co n'étant pas alignés le long de la direction du champ aux bords de la longue bande, comme indiqué sur la figure 4b. Cette aimantation différemment orientée vers les bords de Co Stripe se traduit effectivement par un champ de résonance différent des bords, qui se manifeste par la présence de la résonance de bord à \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) = 344 mT (résonance 4) illustrée à la Fig. 1c.

( a, b ) Représentation bidimensionnelle simulée de la distribution d'aimantation pour le disque Py et la bande Co, respectivement. (c, d) représentent les intensités de démagnétisation et de champ parasite correspondantes, représentant la couche centrale de la géométrie simulée. (a–d) ont été simulés à \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) = 85 mT orientés perpendiculairement aux côtés longs de la bande de Co. (e, f) Résultat de l'analyse d'ajustement par pixel des images STXM-FMR, le codage couleur de l'amplitude et de la phase relative est affiché par la barre de couleur. Les images STXM-FMR représentent la résonance 2 visible à 84,9 mT sur la Fig. 1c.

Une analyse d'amplitude et de phase des 6 images STXM-FMR39 enregistrées à la résonance 2, illustrée à la Fig. excitations, non directement visibles dans les tracés en niveaux de gris. Après avoir normalisé les données STXM-FMR à l'intensité moyenne de chaque image, un ajustement sinusoïdal est appliqué à l'évolution temporelle de chaque pixel. Ainsi, les pixels de l'image STXM-FMR peuvent être codés par couleur représentant l'amplitude, la phase et la précision d'ajustement obtenues à partir des ajustements sinusoïdaux. Le codage couleur a été choisi de telle sorte que les pixels lumineux représentent une grande amplitude, la phase est représentée comme la valeur de teinte et les pixels avec une saturation très élevée indiquent une précision d'ajustement élevée en codant la valeur p obtenue à partir de l'ajustement comme saturation de couleur. Ainsi, la figure 4e indique une phase relative distribuée de manière homogène d'environ \ (90 ^ \ circ \) à la micro-onde excitatrice à l'intérieur de l'ensemble du disque Py, alors que l'amplitude de l'excitation Py est la plus grande à la position des bords supérieur et inférieur de la bande Co, qui n'est pas directement visible sur la figure 3b. La figure 4f montre des pixels colorés brillants et saturés uniquement à la position de la bande Co, représentant différentes valeurs de phase entre le centre (environ \ (90 ^ \ circ \) comme avec le Py) et les bords supérieur et inférieur (pôles) de la bande Co (env. \(60^\circ\)), en raison, comme pour un barreau aimanté typique, de l'influence du champ parasite. Cela conduit à une phase différente sur les bords supérieur et inférieur de la bande Co. Le changement de phase local ne peut être résolu qu'avec notre technique. Les figures 4e, f prouvent que la résonance couplée par échange 2 est principalement excitée dans les zones de chevauchement direct du disque et de la bande et n'est pas due à une excitation en mode optique ou acoustique, Py et Co résonnent à la valeur de champ correspondant à celle d'une entité semblable à un alliage, ce qui est prouvé par des phases similaires.

L'observation STXM-FMR des trois résonances est en accord avec les largeurs de raie observées sur la figure 1c. La plus grande largeur de ligne crête à crête de 15 mT est observée à la résonance 1, où tout le disque Py est en résonance mais entraîne les moments Co au niveau de la bande Co. Cela donne un amortissement supplémentaire pour le Py et une distribution de ligne supplémentaire résultant de la zone à l'extérieur et au-dessous de la bande. Il en va de même pour la résonance Co 3 (largeur de ligne crête à crête de 10 mT), là le Co entraîne le Py en dessous, qui est déjà complètement aligné avec le champ extérieur et fournit ainsi un amortissement plus fort. La résonance de couplage 2 a la plus petite largeur de ligne crête à crête (environ 5 mT). De plus, une forme de ligne asymétrique de la résonance est visible indiquant une répartition des différentes excitations.

La dynamique d'aimantation d'une microstructure de bicouche couplée à disque Py et bande de Co a été analysée dans le régime de réponse linéaire avec spécificité d'élément, résolution spatiale, temporelle et de phase. À la résonance Py, la magnétisation Co est entraînée en précession par transfert de moment cinétique médié par le couplage d'échange du Py en précession. Nous montrons dans notre expérience qu'une polarisation de spin en précession cohérente est transférée via un échange inter-matériau à l'interface avec le matériau ferromagnétique, qui n'est pas en résonance.

Dans des études antérieures sur des bicouches ferromagnétiques ultra-minces étendues, deux résonances principales ont été observées, attribuées à un mode optique ou acoustique en phase et hors phase25. En revanche, nous avons révélé ici dans la microstructure bicouche l'apparition d'un troisième mode de résonance principal, qui s'explique par le fait que Py et Co résonnent comme une entité couplée échangée. A l'aide d'une méthode d'analyse d'amplitude et de phase, une excitation inhomogène de la raie de Co à la résonance couplée est révélée, due aux effets de champs parasites aux pôles de la raie, dont l'influence est visualisée par des simulations micromagnétiques. Ainsi, ce mode est identifié comme une excitation couplée à l'échange et influencée de manière dipolaire de la microstructure de bande de disque Co/Py.

Les ensembles de données utilisés et/ou analysés au cours de la présente étude sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

Wolf, SA et al. Une vision électronique du futur basée sur le spin. Sciences 294, 1488 (2001).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Cowburn, RP & Welland, ME Automates cellulaires quantiques magnétiques à température ambiante. Sciences 287, 1466 (2000).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Zingsem, BW et al. Magnoniques codées biologiquement. Nat. Commun. 85, 4345 (2019).

Annonces d'article Google Scholar

Barman, A. et al. La feuille de route magnonics 2021. J.Phys. Condens. Affaire 33, (2021).

Bailey, WE et al. Dynamique précessionnelle des moments élémentaires dans un alliage ferromagnétique. Phys. Rév. B 70, (2004).

Marcham, MK et al. Mesures de résonance ferromagnétique des rayons X à résolution de phase en rendement de fluorescence. J. Appl. Phys. 109, 07D353 (2011).

Article Google Scholar

Bailey, WE et al. Détection de la variation de phase micro-onde dans des hétérostructures magnétiques à l'échelle nanométrique. Nat. Commun. 4, 2025 (2013).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Goulon, J. et al. Résonance magnétique détectée par rayons X au bord Fe K dans YIG: précession forcée de composants orbitaux polarisés magnétiquement. JETP Lett. 82, 11 (2005).

Article Google Scholar

Boero, G. et al. Spectroscopie par résonance ferromagnétique aux rayons X. Appl. Phys. Lett. 87, (2005).

Goulon, J. et al. Résonance magnétique détectée par rayons X de films minces YIG dans le régime non linéaire des ondes de spin. J. Magn. Magn. Mater. 322, 2308 (2010).

Article ADS CAS Google Scholar

Boero, G. et al. Détection longitudinale de la résonance ferromagnétique à l'aide de mesures de transmission de rayons X. Rev. Sci. Instrument. 80, (2009).

Boero, G. et al. Absorption des rayons X et des micro-ondes à double résonance : spectroscopie atomique de la dynamique des orbitales précessionnelles et des spins. Phys. Rév. B 79, (2009).

Ollefs, K. et al. Vers une résonance ferromagnétique détectée par rayons X à large bande dans la géométrie longitudinale. J. Appl. Phys. 117, (2015).

Dürr, HA et al. Un regard plus attentif sur le magnétisme : Opportunités avec le rayonnement synchrotron. IEEE Trans. Magn. 45, 15 (2009).

Annonces d'article Google Scholar

van der Laan, G. & Figueroa, AI Dichroïsme circulaire magnétique aux rayons X - Un outil polyvalent pour étudier le magnétisme. Coordinat. Chim. Rév. 95, 277 (2014).

Google Scholar

Bonetti, S. et al. Microscopie à rayons X mous micro-ondes pour la dynamique de magnétisation à l'échelle nanométrique dans la gamme de fréquences 5–10 GHz. Rev. Sci. Instr. 86, (2015).

Cheng, Ch. & Bailey, WE Cartographie submicronique de la susceptibilité magnétique GHz à l'aide de la microscopie à rayons X à transmission par balayage. Appl. Phys. Lett. 101, (2012).

Schaffers, T. et al. La combinaison de micro-résonateurs avec une résonance ferromagnétique spatialement résolue. Rev. Sci. Instrument. 88, (2017).

Groß, F. et al. Détection à l'échelle nanométrique des angles de déviation des ondes de spin dans le permalloy. Appl. Phys. Lett. 114, 012406 (2019).

Annonces d'article Google Scholar

Sluka, V. et al. Emission et propagation d'ondes de spin 1D et 2D avec des longueurs d'onde nanométriques dans des textures de spin anisotropes. Nat. Nanotechnologie. 14, 328 (2019).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Weigand, M. et al. L'invention concerne un système d'acquisition à pompe et sonde à résolution temporelle et à bruit de tir limité, capable de fréquences de 50 GHz pour la microscopie à rayons X basée sur le synchrotron. Cristaux 12, 1029 (2022).

Article CAS Google Scholar

Pile, S. et al. Ondes de spin non stationnaires dans des structures ferromagnétiques confinées de taille micrométrique sous excitation uniforme. Appl. Phys. Lett. 116, (2020).

Pile, S. et al. Imagerie directe de la composante AC de la polarisation de spin pompée avec spécificité d'élément. Phys. Rév. Appl. 14, (2020).

Feggeler, T. et al. Dynamique d'aimantation GHz spatialement résolue d'une chaîne de nanoparticules de magnétite à l'intérieur d'une bactérie magnétotactique. Phys. Rév. Rés. 3, (2021).

Heinrich, B. et al. Propriétés structurales et magnétiques de bicouches Ni/Fe ultrafines épitaxiées sur Ag(001). Physique II. Rév. B. 38(18), 12879 (1988).

Article ADS CAS Google Scholar

Posth, O., Reckers, N., Meckenstock, R., Dumpich, G. & Lindner, JJ Étude du couple de transfert de spin dans des piliers connectés en série au moyen de la résonance ferromagnétique. Phys. D. Appl. Phys. 42, (2009).

Banholzer, A. et al. Visualisation de la dynamique de spin dans des éléments magnétiques nanométriques uniques. Nanotechnologie 22, (2011).

Meckenstock, R. Article de revue invité : Spectroscopie micro-ondes basée sur la microscopie thermique à balayage : résolution dans la gamme nanométrique. Rev. Sci. Instrument. 79, (2008).

Schöppner, C. et al. Analyse de résonance ferromagnétique dépendante angulaire dans une seule bande de cobalt de la taille d'un micron. J. Appl. Phys. 116, (2014).

Jiles, D. Introduction au magnétisme et aux matériaux magnétiques 3e éd. (CRC Press Taylor et Francis Group, 2016).

Google Scholar

Pain, HJ La Physique des vibrations et des ondes (Wiley, 2005).

Réserver Google Scholar

Kordecki, R. et al. Résonance des ondes de spin dans les multicouches FeNi. J. Magn. Magn. Mater. 93, 281 (1991).

Article ADS MathSciNet CAS Google Scholar

Kithun, A., Bao, M. & Wang, L. NanoFabric magnétique à ondes de spin : Une nouvelle approche des circuits logiques basés sur le spin. IEEE Trans. Magn. 44, 2141-2152 (2008).

Annonces d'article Google Scholar

Vansteenkiste, A. et al. La conception et la vérification de MuMax3. AIP Adv. 4, (2014).

Exl, L. et al. La méthode de LaBonte revisitée : une méthode efficace de descente la plus raide pour la minimisation de l'énergie micromagnétique. J. Appl. Phys. 115, 17D118 (2014).

Article Google Scholar

Donahue, MJ & Porter, DG OOMMF User's Guide, Version 1.0, Interagency Report NISTIR 6376 (National Institute of Standards and Technology, Gaithersburg, MD, 1999).

Wang, J. et al. Ingénierie de paroi de domaine magnétique dans une jonction de permalloy à l'échelle nanométrique. Appl. Phys. Lett. 111, (2017).

Bautin, VA, Seferyan, AG, Nesmeyanov, MS & Usov, NA Propriétés magnétiques des nanoparticules de cobalt polycristallin. AIP Adv. 7, (2017).

Zingsem, B., Feggeler, T., Meckenstock, R., Schaffers, T., Pile, S., Ohldag, H., Farle, M., Wende, H., Ney, A., Ollefs, K. ( 2019) arXiv:1901.10595 [cond-mat.str-el].

Télécharger les références

Les auteurs tiennent à remercier la Fondation allemande pour la recherche (projets DFG : 321560838 (OL513/1-1) 405553726 TRR 270) et le Fonds scientifique autrichien (projet FWF : I 3050-N36) pour leur soutien financier. Nous reconnaissons avec gratitude l'assistance expérimentale de S. Bonetti lors de la configuration de la ligne de lumière. L'utilisation de la source de lumière à rayonnement synchrotron de Stanford, SLAC National Accelerator Laboratory, est soutenue par le Département américain de l'énergie, Office of Science, Office of Basic Energy Sciences sous le contrat n° DE-AC02-76SF00515.

Financement Open Access activé et organisé par Projekt DEAL.

Thomas Feggeler & Hendrik Ohldag

Adresse actuelle : Advanced Light Source, Lawrence Berkeley National Laboratory, Berkeley, Californie, États-Unis

Faculté de physique et Centre de nanointégration Duisburg-Essen (CENIDE), Université de Duisburg-Essen, 47048, Duisburg, Allemagne

Thomas Feggeler, Ralf Meckenstock, Detlef Spoddig, Christian Schöppner, Benjamin Zingsem, Heiko Wende, Michael Farle & Katharina Ollefs

Centre Ernst Ruska de microscopie et de spectroscopie avec électrons et Institut Peter Grünberg, Forschungszentrum Jülich GmbH, 52425, Jülich, Allemagne

Benjamin Zingsem

Institut de physique des semi-conducteurs et du solide, Université Johannes Kepler de Linz, 4040, Linz, Autriche

Taddäus Schaffers & Andreas Ney

Laboratoire national des accélérateurs SLAC, Menlo Park, CA, 94025, États-Unis

Hendrik Ohldag

Département de physique, Université de Californie Santa Cruz, Santa Cruz, CA, 95064, États-Unis

Hendrik Ohldag

Département des sciences et de l'ingénierie des matériaux, Université de Stanford, Stanford, CA, 94305, États-Unis

Hendrik Ohldag

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

RM, DS, KO et AN ont conçu la ou les expériences, RM, DS, AN, CS et HO ont réalisé la ou les expériences, TF a réalisé les simulations micromagnétiques, TF, KO, RM et DS ont analysé les données, TF, KO , RM a rédigé le manuscrit avec le soutien de DS, BZ, TS, HW, MF et HO Tous les auteurs ont révisé le manuscrit.

Correspondance à Thomas Feggeler.

Springer Nature reste neutre en ce qui concerne les revendications juridictionnelles dans les cartes publiées et les affiliations institutionnelles.

Libre accès Cet article est sous licence Creative Commons Attribution 4.0 International, qui permet l'utilisation, le partage, l'adaptation, la distribution et la reproduction sur n'importe quel support ou format, à condition que vous accordiez le crédit approprié à l'auteur ou aux auteurs originaux et à la source, fournir un lien vers la licence Creative Commons et indiquer si des modifications ont été apportées. Les images ou tout autre matériel de tiers dans cet article sont inclus dans la licence Creative Commons de l'article, sauf indication contraire dans une ligne de crédit au matériel. Si le matériel n'est pas inclus dans la licence Creative Commons de l'article et que votre utilisation prévue n'est pas autorisée par la réglementation légale ou dépasse l'utilisation autorisée, vous devrez obtenir l'autorisation directement du détenteur des droits d'auteur. Pour voir une copie de cette licence, visitez http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Réimpressions et autorisations

Feggeler, T., Meckenstock, R., Spoddig, D. et al. Visualisation spécifique à l'élément du couplage magnétique dynamique dans une microstructure bicouche Co/Py. Sci Rep 12, 18724 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-23273-y

Télécharger la citation

Reçu : 16 mai 2022

Accepté : 27 octobre 2022

Publié: 04 novembre 2022

DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-022-23273-y

Toute personne avec qui vous partagez le lien suivant pourra lire ce contenu :

Désolé, aucun lien partageable n'est actuellement disponible pour cet article.

Fourni par l'initiative de partage de contenu Springer Nature SharedIt

En soumettant un commentaire, vous acceptez de respecter nos conditions d'utilisation et nos directives communautaires. Si vous trouvez quelque chose d'abusif ou qui ne respecte pas nos conditions ou directives, veuillez le signaler comme inapproprié.