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Oct 18, 2023

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 18724 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Wir präsentieren die elementspezifische und zeitaufgelöste Visualisierung gleichmäßiger ferromagnetischer Resonanzanregungen einer Permalloy (Py)-Scheiben-Kobalt (Co)-Streifendoppelschicht-Mikrostruktur. Die transversale Hochfrequenzkomponente der resonant angeregten Magnetisierung wird im ps-Bereich durch eine Kombination aus ferromagnetischer Resonanz (FMR) und Rastertransmissionsröntgenmikroskopie (STXM-FMR) abgetastet, wobei Schnappschüsse der lokalen Magnetisierungspräzession von Py und Co im Nanometerbereich aufgezeichnet werden räumliche Auflösung. Der Ansatz ermöglicht es uns, die resonante dynamische Reaktion jedes Elements individuell abzubilden, und wir stellen fest, dass bei ihren jeweiligen Resonanzen Drehimpulse von der Py-Scheibe auf den Co-Streifen und umgekehrt übertragen werden. Das integrale (Hohlraum-)FMR-Spektrum unserer Probe zeigt eine unerwartete zusätzliche dritte Resonanz. Diese Resonanz wird auch in den STXM-FMR-Experimenten beobachtet. Unsere mikroskopischen Ergebnisse legen nahe, dass es durch den magnetischen Austausch zwischen Py und Co gesteuert wird, was für den Co-Streifen einen Unterschied in der relativen Phase der Magnetisierung aufgrund des Streufeldeinflusses zeigt.

Für die zukünftige Informationstechnologie sind neue Konzepte erforderlich, die sowohl die Ladung des Elektrons als auch seinen Spin als Informationseinheit berücksichtigen1. Es wurden mehrere Ansätze für eine auf Magnetismus basierende Logik eingeführt, die von auf Solitonen basierenden Konzepten2 bis hin zu Magnonik in Form von z. B. gentechnisch verändertem Magnonic Computing3,4 reichen, um die verschiedenen Einschränkungen, z. B. thermische Belastung und Energiebedarf, denen moderne Computertechnologie gegenübersteht, zu überwinden. Dieses Gebiet der Spintronik und Magnonik erfordert die Untersuchung noch kleinerer magnetischer Strukturen im Gigahertz- und Terahertz-Bereich.

Spinbasierte Geräte bestehen in der Regel aus mehr als einem Material, was das Verständnis der elementspezifischen dynamischen magnetischen Eigenschaften und der daraus resultierenden Spinwellenmoden im Nanometerbereich erfordert. Röntgendetektierte ferromagnetische Resonanz (XFMR)5,6,7,8,9,10,11,12,13, kombiniert ferromagnetische Resonanz (FMR) mit elementspezifischer Magnetometrie mittels Röntgen-Magnetzirkulardichroismus (XMCD) ( siehe14,15 und Referenzen darin) ist ein einzigartiges Werkzeug, um dieser Herausforderung zu begegnen.

In dieser Studie wurde mittels Rastertransmissions-Röntgenmikroskopie erfasstes FMR (STXM-FMR)16 verwendet, das eine zeitliche Abtastung bis zu 17 ps und eine nominale laterale Auflösung von unter 50 nm in transversaler XFMR-Geometrie mit einer kontinuierlichen Wellenanregung der Probe ermöglicht16,17. 18,19,20,21. Gleichmäßige und ungleichmäßige Resonanzreaktionen im Mikro-22-,23- und Sub-50-nm-Nanometerbereich24 wurden überwacht und analysiert. Hier untersuchen wir resonante Anregungen einer zweischichtigen Mikrostruktur, die aus einem Kobalt (Co)-Streifen besteht, der elementspezifisch auf einer Permalloy (Py)-Scheibe abgeschieden ist. Frühere Studien an gleichgroßen ultradünnen ferromagnetischen Doppelschichten (Dicke normalerweise etwa 10 nm oder weniger) zeigten zwei einheitliche Resonanzmoden, die typischerweise als phasengleiche und phasenverschobene optische oder akustische Moden erklärt werden, z. B.25. Bei den konventionellen FMR-Messungen unserer Doppelschicht-Mikrostruktur mit einer Gesamtdicke von 60 nm werden die einzelnen Resonanzen der Py- und Co-Mikrostrukturen identifiziert. Darüber hinaus ist in beiden Materialien eine dritte Resonanz zu erkennen, die nicht durch den oben genannten Ansatz für gleichgroße ultradünne Doppelschichten erklärt werden kann, sondern durch die Resonanz von Py und Co als Einheit in Phase, vermittelt durch Austauschkopplung. Somit wird durch unser räumlich, zeit- und elementspezifisches STXM-FMR der Ursprung der drei Resonanzen aufgedeckt und auch lokale Phasen- und Amplitudenschwankungen sichtbar gemacht, die in herkömmlichen FMR-Spektren nicht sichtbar sind.

Wir messen FMR-Anregungen in ihrem linearen Bereich mithilfe eines mikroresonatorbasierten, elementspezifischen und ortsaufgelösten STXM-FMR-Aufbaus, der an der Stanford Synchrotron Radiation Lightsource (SSRL) realisiert wurde16,18. Bei der Probe handelt es sich um einen polykristallinen Co-Streifen (2,0 \(\upmu\)m Länge, 0,5 \(\upmu\)m Breite, 30 nm Dicke), der auf einer polykristallinen Permalloy(Py)-Scheibe mit 2,5 \(\upmu\) abgeschieden ist. m Durchmesser und 30 nm Dicke (siehe Abb. 1a). Es wird durch eine dreistufige Lithographie und Elektronenstrahlabscheidung des ferromagnetischen Materials26 auf einer 200 nm dicken Si\(_{3}\hbox {N}_{4}\)-Membran hergestellt. Zur Messung des FMR-Spektrums wird die Probe in der omegaförmigen Schleife eines Mikroresonators positioniert, der eine Empfindlichkeit von \(10^{6}\) \(\mu _{\text{B}}\)27,28 bietet ,29. Die Probe wird durch ein homogenes linear polarisiertes Mikrowellenfeld mit einer Amplitude von \(\le\) 1,5 mT angeregt. Ein STXM-Bild der Probe mit einer Schrittgröße von 100 nm ist in Abb. 1b dargestellt.

(a) Rasterelektronenmikroskopische (REM) Aufnahme der Co-Streifen/Py-Scheiben-Doppelschicht auf einer Si\(_{3}\hbox {N}_{4}\)-Membran. Die Orientierung von B\(_{\text{ext}}\) ist angegeben; (b) STXM-Bild der Probe in der Mikroresonatorschleife; Das hochfrequente Magnetfeld schwingt in Richtung außerhalb der Ebene (c) FMR-Spektrum der in a) gezeigten Probe mit vier Hauptresonanzen, 1: Py-Resonanz, 2: Gekoppelte Resonanz, 3: Co-Streifenzentrumsresonanz, 4 : Resonanz der langen Seiten des Co-Streifens.

Abbildung 1c zeigt das konventionelle FMR-Spektrum der Probe, das bei einer Mikrowellenfrequenz von 9,27 GHz in einem Magnetfeld \(\hbox {B}_{\text{Ext}}=0\)–200 mT mit drei Hauptresonanzen erhalten wurde erste Resonanz bei \(\hbox {B}_{\text{Ext},1}=58,3\) mT, die zweite Resonanz bei \(\hbox {B}_{\text{Ext},2}=84,9\ ) mT und die dritte Resonanz bei \(\hbox {B}_{\text{Ext},3}=112,7\) mT. Eine zusätzliche vierte Resonanz identifizieren wir bei \(\hbox {B}_{\text{Ext},4}=344\) mT mit einer Linienbreite von etwa 8 mT, die einem Kantenmodus des Co-Streifens entspricht, wie z. B. gezeigt in28,29. In unserem STXM-FMR-Aufbau können aufgrund der Begrenzung des verfügbaren \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) nur die drei Resonanzen unter 200 mT aufgezeichnet werden. Die Resonanzen 1 und 3 sind Moden der Py-Scheibe bzw. des Co-Streifens. Die magnetokristalline Anisotropie ist in beiden Proben aufgrund ihrer Polykristallinität vernachlässigbar. Der Co-Streifen weist trotz seines hohen M\(_{\text{sat}}~=~1420~\hbox {kA}/\hbox {m}\)30 aufgrund der Formanisotropie das höchste Resonanzfeld auf, wenn man die Streifengeometrie berücksichtigt und die senkrechte Ausrichtung seiner langen Seite zu \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) (Abb. 1a), während Py mit M\(_{\text{sat}}~=~860~ \hbox {kA}/\hbox {m}\)30 zeigt das niedrigste Resonanzfeld. Dies wird durch winkelabhängige FMR-Messungen eines Co-Streifens bestätigt29. Der Ursprung der Zwischenresonanz 2 ist jedoch nicht ohne weiteres zu verstehen, da man nur die beiden Einzelresonanzen erwarten würde. Das Vorhandensein einer dritten Resonanz in einem Zwischenfeld deutet stark darauf hin, dass Co und Py als eine Einheit schwingen, was zu einer gekoppelten gleichmäßigen Resonanz führt. Obwohl es vernünftig erscheint, anzunehmen, dass dies auf eine Austauschkopplung über die Grenzfläche zurückzuführen ist, ist es nicht möglich, den mikroskopischen Mechanismus hinter unserer Beobachtung direkt aus dem klassischen FMR-Spektrum abzuleiten. Um dies zu verdeutlichen, verwenden wir STXM-FMR.

Bei STXM-FMR wird die Probe durch einen fokussierten Röntgenstrahl (Energie einstellbar zwischen 200 eV und 1200 eV am SSRL) abgebildet, während die durchgelassene Intensität von einer Lawinen-Röntgenfotodiode erfasst wird. B\(_{\text{ext}}\) wird in der Probenebene entlang der kurzen Achse des Co-Streifens (Abb. 1a)) mit senkrechter Ausrichtung zu den einfallenden zirkular polarisierten Röntgenstrahlen aufgetragen. Die zeitabhängige Transversalkomponente der Magnetisierung bei 9,129 GHz wird mittels des XMCD-Effekts untersucht, Einzelheiten siehe16. Die Magnetisierungsschwingung wird mit 6 aufeinanderfolgenden Bildern abgetastet, die durch eine statische Phasendifferenz von 60\(^\circ\) (18 ps) getrennt sind, jedes mit und ohne angelegte Mikrowellenanregung. Um die mikrowelleninduzierte Röntgenabsorption zu extrahieren, wird die jeweilige Differenz beider Datensätze herangezogen. Abb. 2a) zeigt die resultierenden 6 STXM-FMR-Bilder am Co L\(_{3}\)-Rand mit einem angelegten externen Magnetfeld von 112,7 mT (Abb. 1b). Ein hellerer und dunklerer Kontrast weist auf eine geringere/höhere Röntgenabsorption als im Durchschnitt hin. Der Kontrast im Bereich des Co-Streifens weist auf eine mikrowelleninduzierte Reaktion hin. So zeigt der Hell-Dunkel-Kontrast in Abb. 2a) die Abweichungen der Magnetisierung von ihrer Gleichgewichtsorientierung entlang der Schwingungsachse des hochfrequenten Magnetfeldes. Abbildung 2b zeigt die Schwingung des STXM-FMR-Signals an der Position des Co-Streifens. Sein Maximum ist bei einer relativen Phase von etwa 90\(^\circ\) sichtbar. Die schwarze Kurve in Abb. 2b wurde bei einem Off-Resonanzfeld von 30 mT aufgezeichnet und somit wird das Co nur durch das Mikrowellenfeld angetrieben. Das rote STXM-FMR-Signal ist um 90\(^\circ\) verschoben, wie allgemein für eine resonante Reaktion erwartet31.

(a) 6 STXM-FMR-Differenzbilder, erhalten aus sechs Mikrowellen-Ein- und sechs Mikrowellen-Aus-Bildern, die alle 60\(^\circ\) (18 ps) am Co L\(_{3}\)-Rand bei \( \hbox {B}_{\text{Ext},3}\). (b) FMR-induziertes Röntgentransmissionssignal (rote Punkte: bei Co-Resonanz 3, schwarze Quadrate: außerhalb der Resonanz) als Funktion der Zeit.

Die in Abb. 3 dargestellten elementspezifischen und ortsaufgelösten Messungen zeigen die STXM-FMR-Bilder an der Ni L\(_{3}\)-Kante (852 eV) (Abb. 3a–c) und Co L\( _{3}\)-Kante (779 eV) (Abb. 3d–f), aufgenommen bei einer relativen Phase von 300\(^\circ\) mit dem höchsten Kontrast, mit einer Schrittweite von 100 nm und einer Verweilzeit von 5000 MS. Der Graukontrast entspricht einem durchschnittlichen Kontrastwert, der für alle Bilder der Figur auf die gleiche Hintergrundfarbstufe eingestellt ist. In Abb. 3a – c zeigt die gesamte kreisförmige Fläche der Py-Scheibe einen STXM-FMR-Kontrast in allen drei Resonanzfeldern, was auf eine Resonanzreaktion der Py-Scheibe hinweist. Jedes der STXM-FMR-Bilder in Abb. 3a – c) zeigt einen dunkleren Kontrastbereich an der Stelle des oben liegenden Co-Streifens. Abb. 3d – f zeigt den STXM-FMR-Kontrast, der vom Co-Streifen herrührt, während die Py-Scheibe nahezu unsichtbar ist. Das STXM-FMR-Bild bei Resonanz 3 (Abb. 3f) zeigt den dunkelsten Farbkontrast aller Bilder (Abb. 3d). -F).

STXM-FMR-Bilder, die am jeweiligen B\(_{\text{ext}}\) für die Resonanzen 1, 2 und 3 aufgenommen wurden. (a)–(c) werden am Ni L\(_{3}\) aufgezeichnet. )-Kante, (d, e) werden an der Co L\(_{3}\)-Kante aufgezeichnet. Die STXM-FMR-Bilder entsprechen dem Zeitfenster bei 92 ps (300\(^\circ\)).

Das in Abb. 3a (Ni L\(_{3}\)-Kante) aufgenommene STXM-FMR-Bild bei Resonanz 1 zeigt eine gleichmäßige Kontrastverteilung innerhalb des Scheibenbereichs mit einem Kontrastbereich höherer Intensität an der Position des Co-Streifens . Dies entspricht einer homogenen, gleichmäßigen Resonanzantwort der Py-Scheibe, wie aus dem herkömmlichen FMR-Spektrum zu erwarten ist (Abb. 1a). Der in Abb. 3d innerhalb des Co-Streifens sichtbare Kontrast entsteht dadurch, dass Co durch das Py in Resonanz angetrieben wird und eine leicht erhöhte Präzessionsbewegung in der Py-Scheibe (Kontrastbereich mit höherer Intensität in Abb. 3a) hervorruft, die durch Austauschkopplung vermittelt wird. Die entsprechende Beobachtung wird für die Py-Scheibe bei \(\hbox {B}_{\text{ext},3}\) gemacht, wo die magnetischen Py-Momente aufgrund ihrer Ausrichtung entlang der Richtung von B\(_ {\text{ext}}\), was dazu führt, dass die Py-Scheibe nur geringfügig durch das Co in Resonanz angetrieben wird. Infolgedessen ist der Kontrast des angetriebenen Co in Abb. 3d intensiver als der des angetriebenen Py in Abb. 3c, da die Co-Momente nicht vollständig entlang B\(_{\text{ext},1}\) ausgerichtet sind. und sind daher im Vergleich zu den Py-Momenten der Scheibe bei B\(_{\text{ext},3}\) agiler und leichter zu steuern. Diese Anregung zwischen den beiden Bestandteilen über die Grenzfläche hinweg veranschaulicht eine Übertragung von Drehimpuls (Spinstrom) zwischen den beiden magnetischen Materialien aufgrund der Austauschkopplung.

Bei Resonanz 2 zeigen die STXM-FMR-Bilder an beiden Absorptionskanten einen gleichmäßig verteilten Kontrast an der Stelle beider Probenbestandteile, was auf eine gekoppelte Resonanz hinweist, die von der Austauschkopplung zwischen Py und Co herrührt, die beide in Resonanz sind und zum STXM-FMR-Signal beitragen . Solche Moden wurden bereits in mehrschichtigen Filmen beobachtet und entstehen durch den Grenzflächenaustausch zwischen beiden Bestandteilen. Die Austauschlänge in Co und Py beträgt mehrere Nanometer, daher verhält sich die Probe in der ferromagnetischen Resonanz in diesem Bereich legierungsartig. Dies ist beispielsweise in32 zu sehen, wo neben der individuellen Spinwellenresonanz von Fe auch Spinwellenspektren bei einer effektiven Magnetisierung von FeNi als legierungsartigem Gebilde existieren. Unsere STXM-FMR-Messungen der Resonanz 2 zeigen an der Ni L\(_{3}\)-Kante, dass die Resonanz im gesamten Bereich der Scheibe beobachtet werden kann, mit einem dunkleren Kontrast an der Position des Co-Streifens/Grenzfläche, breiter als der an der Co-L\(_{3}\)-Kante beobachtete Kontrast, da die Kantenspins von Co immer noch nicht entlang B\(_{\text{ext},2}\) ausgerichtet sind und daher nicht in Resonanz sind. Dies liegt daran, dass neben der Austauschlänge für diese Anregung auch die Kohärenzlänge der FMR-Präzession wichtig ist, die je nach Material bis zu mehreren Millimetern beträgt (z. B. mehrere zehn \(\upmu\)m für Py33). Infolgedessen stimmen die Intensitäten der drei in Abb. 2b gezeigten Resonanzmoden mit dieser Interpretation überein. Die Py-Resonanz 1 weist aufgrund des größten Probenvolumens die höchste Intensität auf, daher zeigt die Kopplungsresonanz 2 eine geringere Intensität, da sie wie oben beschrieben nur von einem Teil der Probe ausgeht, während die Co-Resonanz 3 entsprechend die niedrigste Intensität aufweist kleinstes angeregtes Volumen.

Die Magnetisierungsorientierung und der Einfluss der magnetischen dipolaren Kopplung bei Resonanz 2 wurden durch mikromagnetische Simulationen mit MuMax334,35 visualisiert. Eine Py-Scheiben- (2500 nm\(\times\)30 nm)/Co-Streifen-(2000 nm\(\times\)500 nm\(\times\)30 nm) Doppelschicht-Mikrostruktur wird bei \(\hbox {B}) simuliert. _{\text{Ext}}\) = 85 mT, ausgerichtet wie in Abb. 1a dargestellt. Die Simulationsparameter sind 860 kA/m (Py) und 1420 kA/m (Co) als Sättigungsmagnetisierung (beide Werte30) und \(13 \times 10^{-12}\) J/m (Py) und \(30 \times 10^{-12}\) J/m (Co) als Austauschsteifigkeit (beide Werte36). Das Simulationsgitter besteht aus \(502 \times 502 \times 14\) Zellen mit gleichgroßen Zellen von \(5 \times 5 \times 5\) nm\(^{3}\), die unterhalb der Austauschlänge von 5,3 liegen nm (Py, zB37) und 8,1 nm (Co, zB38). Die zweidimensionale Magnetisierungsverteilung nach der Entspannung unter dem Feld aus einem zufälligen Anfangszustand ist in Abb. 4a, b für beide Probenbestandteile dargestellt. Die unterschiedliche Ausrichtung der Magnetisierung zu den langen Streifenkanten hin ist im Co-Streifen deutlich zu erkennen und auch auf der Py-Scheibe eingeprägt. Die Entmagnetisierungs-/Streufeldintensität ist in Abb. 4c, d für die Py-Scheibe bzw. den Co-Streifen dargestellt. Abb. 4c zeigt deutlich den Einfluss des Co-Streifens auf die Py-Scheibe aufgrund der magnetischen dipolaren Wechselwirkung aufgrund des höheren Wertes der Entmagnetisierungsfeldintensität von etwa 100 mT an der Position des Streifens. Aus Abb. 4 geht hervor, dass die Magnetisierung im Co-Streifen bei \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) = 85 mT nicht gesättigt ist, wobei die magnetischen Co-Momente nicht entlang der Feldrichtung ausgerichtet sind an den langen Streifenrändern, wie in Abb. 4b angedeutet. Diese unterschiedlich ausgerichtete Magnetisierung zu den Co-Streifenkanten führt effektiv zu einem unterschiedlichen Resonanzfeld der Kanten, was sich durch das Vorhandensein der Kantenresonanz bei \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) = manifestiert 344 mT (Resonanz 4), dargestellt in Abb. 1c.

(a, b) Simulierte zweidimensionale Darstellung der Magnetisierungsverteilung für die Py-Scheibe bzw. den Co-Streifen. (c, d) stellen die entsprechenden Entmagnetisierungs- und Streufeldintensitäten dar, die die mittlere Schicht der simulierten Geometrie darstellen. (a–d) wurden bei \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) = 85 mT simuliert, senkrecht zu den Längsseiten des Co-Streifens ausgerichtet. (e, f) Ergebnis der pixelweisen Anpassungsanalyse der STXM-FMR-Bilder, die Farbkodierung der Amplitude und der relativen Phase wird durch den Farbbalken angezeigt. Die STXM-FMR-Bilder stellen Resonanz 2 dar, die bei 84,9 mT in Abb. 1c sichtbar ist.

Eine Amplituden- und Phasenanalyse der aufgenommenen 6 STXM-FMR-Bilder39 bei Resonanz 2, dargestellt in Abb. 4c,d an der Ni- und Co-L\(_{3}\)-Kante, enthüllt weitere Details zum Ursprung des FMR Anregungen, die in den Graustufendiagrammen nicht direkt sichtbar sind. Nach der Normalisierung der STXM-FMR-Daten auf die durchschnittliche Intensität jedes Bildes wird eine Sinusanpassung auf die zeitliche Entwicklung jedes Pixels angewendet. Somit können die Pixel des STXM-FMR-Bildes farblich kodiert werden, um die aus den sinusförmigen Anpassungen gewonnene Amplitude, Phase und Anpassungsgenauigkeit darzustellen. Die Farbkodierung wurde so gewählt, dass helle Pixel eine große Amplitude darstellen, die Phase als Farbtonwert dargestellt wird und Pixel mit sehr hoher Sättigung eine hohe Anpassungsgenauigkeit anzeigen, indem der aus der Anpassung erhaltene p-Wert als Farbsättigung kodiert wird. Somit zeigt Abb. 4e eine homogen verteilte relative Phase von ungefähr \(90^\circ\) zur anregenden Mikrowelle innerhalb der gesamten Py-Scheibe, wobei die Amplitude der Py-Anregung an der Position des oberen und unteren Randes der Scheibe am größten ist der Co-Streifen, der in Abb. 3b nicht direkt sichtbar ist. Abbildung 4f zeigt helle und gesättigte Farbpixel nur an der Position des Co-Streifens und zeigt unterschiedliche Phasenwerte zwischen der Mitte (ca. \(90^\circ\) wie beim Py) und den oberen und unteren Rändern (Polen) von der Co-Streifen (ca. \(60^\circ\)), aufgrund, wie bei einem typischen Stabmagneten, dem Streufeldeinfluss. Dies führt zu einer unterschiedlichen Phase am oberen und unteren Rand des Co-Streifens. Der lokale Phasenwechsel ist nur mit unserer Technik lösbar. Abbildung 4e, f beweisen, dass die austauschgekoppelte Resonanz 2 hauptsächlich in den direkt überlappenden Bereichen von Scheibe und Streifen angeregt wird und weder auf eine optische noch auf eine akustische Modenanregung zurückzuführen ist; sowohl Py als auch Co schwingen bei dem entsprechenden Feldwert mit eines legierungsähnlichen Gebildes, was durch ähnliche Phasen nachgewiesen wird.

Die STXM-FMR-Beobachtung der drei Resonanzen stimmt mit den in Abb. 1c beobachteten Linienbreiten überein. Die größte Peak-to-Peak-Linienbreite von 15 mT wird bei Resonanz 1 beobachtet, wo die gesamte Py-Scheibe in Resonanz ist, aber die Co-Momente im Bereich des Co-Streifens antreibt. Dadurch ergibt sich eine zusätzliche Dämpfung des Py und eine zusätzliche Linienverteilung, die sich aus dem Bereich außerhalb und unterhalb des Streifens ergibt. Gleiches gilt für die Co-Resonanz 3 (Peak-to-Peak-Linienbreite von 10 mT), dort treibt das Co das Py darunter an, das bereits vollständig auf das äußere Feld ausgerichtet ist und somit für eine stärkere Dämpfung sorgt. Die Kopplungsresonanz 2 hat die kleinste Peak-to-Peak-Linienbreite (ca. 5 mT). Darüber hinaus ist eine asymmetrische Linienform der Resonanz sichtbar, die auf eine Verteilung unterschiedlicher Anregungen hinweist.

Die Magnetisierungsdynamik einer gekoppelten Py-Scheiben-Co-Streifendoppelschicht-Mikrostruktur wurde im linearen Antwortbereich mit Elementspezifität, räumlicher, zeitlicher und Phasenauflösung analysiert. Bei der Py-Resonanz wird die Co-Magnetisierung durch Drehimpulsübertragung, die durch Austauschkopplung des präzessierenden Py vermittelt wird, in die Präzession getrieben. Wir zeigen in unserem Experiment, dass eine kohärent präzedierende Spinpolarisation durch intermateriellen Austausch an der Grenzfläche auf das ferromagnetische Material übertragen wird, das nicht in Resonanz ist.

In früheren Untersuchungen ausgedehnter ferromagnetischer ultradünner Doppelschichten wurden zwei Hauptresonanzen beobachtet, die einem phasengleichen und phasenverschobenen optischen oder akustischen Modus zugeschrieben werden25. Im Gegensatz dazu haben wir hier in der zweischichtigen Mikrostruktur das Auftreten eines dritten Hauptresonanzmodus entdeckt, der durch die Resonanz von Py und Co als ausgetauschte gekoppelte Einheit erklärt wird. Mithilfe einer Amplituden- und Phasenanalysemethode wird eine inhomogene Anregung des Co-Streifens an der gekoppelten Resonanz aufgedeckt, die auf Streufeldeffekte an den Polen des Streifens zurückzuführen ist, deren Einfluss durch mikromagnetische Simulationen visualisiert wird. Daher wird dieser Modus als eine austauschgekoppelte und dipolar beeinflusste Anregung der Streifenmikrostruktur der Co/Py-Scheibe identifiziert.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim jeweiligen Autor erhältlich.

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Die Autoren danken der Deutschen Forschungsgemeinschaft (DFG-Projekte: 321560838 (OL513/1-1) 405553726 TRR 270) und dem Österreichischen Wissenschaftsfonds (FWF-Projekt: I 3050-N36) für die finanzielle Unterstützung. Wir danken S. Bonetti für die experimentelle Unterstützung beim Aufbau der Strahllinie. Die Nutzung der Stanford Synchrotron Radiation Lightsource, SLAC National Accelerator Laboratory, wird vom US Department of Energy, Office of Science, Office of Basic Energy Sciences unter der Vertragsnummer DE-AC02-76SF00515 unterstützt.

Open-Access-Förderung ermöglicht und organisiert durch Projekt DEAL.

Thomas Feggeler & Hendrik Ohldag

Aktuelle Adresse: Advanced Light Source, Lawrence Berkeley National Laboratory, Berkeley, CA, USA

Fakultät für Physik und Zentrum für Nanointegration Duisburg-Essen (CENIDE), Universität Duisburg-Essen, 47048, Duisburg, Deutschland

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

Ernst Ruska Centre for Microscopy and Spectroscopy with Electrons and Peter Grünberg Institute, Forschungszentrum Jülich GmbH, 52425, Jülich, Germany

Benjamin Zingsem

Institut für Halbleiter- und Festkörperphysik, Johannes Kepler Universität Linz, 4040, Linz, Österreich

Taddäus Schaffers & Andreas Ney

SLAC National Accelerator Laboratory, Menlo Park, CA, 94025, USA

Hendrik Ohldag

Fachbereich Physik, University of California Santa Cruz, Santa Cruz, CA, 95064, USA

Hendrik Ohldag

Abteilung für Materialwissenschaften und Ingenieurwesen, Stanford University, Stanford, CA, 94305, USA

Hendrik Ohldag

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RM, DS, KO und AN konzipierten die Experimente, RM, DS, AN, CS und HO führten die Experimente durch, TF führte die mikromagnetischen Simulationen durch, TF, KO, RM und DS analysierten die Daten, TF, KO , RM hat das Manuskript mit Unterstützung von DS, BZ, TS, HW, MF und HO verfasst. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.

Korrespondenz mit Thomas Feggeler.

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Open Access Dieser Artikel ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert, die die Nutzung, Weitergabe, Anpassung, Verbreitung und Reproduktion in jedem Medium oder Format erlaubt, sofern Sie den/die ursprünglichen Autor(en) und die Quelle angemessen angeben. Geben Sie einen Link zur Creative Commons-Lizenz an und geben Sie an, ob Änderungen vorgenommen wurden. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe für das Material nichts anderes angegeben ist. Wenn Material nicht in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten ist und Ihre beabsichtigte Nutzung nicht gesetzlich zulässig ist oder über die zulässige Nutzung hinausgeht, müssen Sie die Genehmigung direkt vom Urheberrechtsinhaber einholen. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Nachdrucke und Genehmigungen

Feggeler, T., Meckenstock, R., Spoddig, D. et al. Elementspezifische Visualisierung der dynamischen magnetischen Kopplung in einer Co/Py-Doppelschicht-Mikrostruktur. Sci Rep 12, 18724 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-23273-y

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Eingegangen: 16. Mai 2022

Angenommen: 27. Oktober 2022

Veröffentlicht: 04. November 2022

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

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