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Jan 22, 2024

Capteurs de champ magnétique à ondes acoustiques de surface polarisées par échange

Rapports scientifiques volume 13,

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 8446 (2023) Citer cet article

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Les composites magnétoélastiques qui utilisent des ondes acoustiques de surface présentent un grand potentiel en tant que capteurs de champs magnétiques de basse fréquence et de très faible amplitude. Bien que ces capteurs fournissent déjà une bande passante de fréquence adéquate pour la plupart des applications, leur détectabilité a trouvé sa limite dans le bruit à basse fréquence généré par le film magnétoélastique. Entre autres contributions, ce bruit est étroitement lié à l'activité de paroi de domaine évoquée par la contrainte des ondes acoustiques se propageant à travers le film. Une méthode efficace pour réduire la présence de parois de domaine consiste à coupler le matériau ferromagnétique avec un matériau antiferromagnétique à travers leur interface et donc induire une polarisation d'échange. Dans ce travail, nous démontrons l'application d'un empilement de polarisation d'échange d'épinglage supérieur constitué de couches ferromagnétiques de (Fe90Co10) 78Si12B10 et Ni81Fe19 couplées à une couche antiferromagnétique Mn80Ir20. La fermeture du champ parasite et donc la prévention de la formation d'un domaine de bord magnétique sont obtenues par une polarisation antiparallèle de deux empilements de polarisation d'échange consécutifs. L'alignement antiparallèle défini de l'aimantation fournit des états de domaine unique sur les films complets. Cela se traduit par une réduction du bruit de phase magnétique et fournit donc des limites de détection aussi basses que 28 pT/Hz1/2 à 10 Hz et 10 pT/Hz1/2 à 100 Hz.

Les capteurs pour la détection des champs magnétiques sont des composants essentiels dans plusieurs domaines différents tels que l'industrie aérospatiale et automobile, la navigation, l'industrie de la sécurité ou le diagnostic médical1. Dans bon nombre de ces applications, les signaux mesurés sont générés artificiellement et l'amplitude est soit une valeur de seuil connue, soit leur orientation angulaire est intéressante2. En revanche, des exigences très élevées en matière de détectabilité sont imposées dans les applications biomédicales qui présentent généralement des champs magnétiques de très faible amplitude et nécessitent donc une faible limite de détection (LOD). Des mesures magnétiques pionnières des signaux cardiaques humains ont été réalisées par David Cohen dans les années 1960 à l'aide d'une simple bobine3. En raison de limitations évidentes de la résolution spatiale et du signal, il est ensuite passé à des méthodes plus sophistiquées, tirant parti des nouveaux dispositifs supraconducteurs d'interférence quantique (SQUID)4,5. Cette nouvelle approche a fourni une voie pour mesurer des champs magnétiques minimaux. Cependant, la recherche d'alternatives miniaturisées, économiques et faciles à utiliser pour les systèmes SQUID se poursuit depuis. Différents concepts de capteurs alternatifs ont été proposés pour mesurer de petits champs magnétiques variables, tels que des magnétomètres à pompage optique6,7, des magnétomètres fluxgate8,9, des capteurs basés sur des effets magnétorésistifs10,11 ou des composites magnétoélectriques12,13. Tous ont leurs propres avantages et inconvénients concernant la limite de détection, la bande passante de fréquence, la plage de mesure, la résolution spatiale, la consommation d'énergie, la durée de vie et la nécessité d'un blindage magnétique. Tous ces critères et les performances du système de capteurs dans son ensemble doivent être pris en compte pour estimer sa véritable capacité pour les diagnostics biomagnétiques14 ou les applications médicales assistées par champ magnétique telles que la cartographie magnétique des nanoparticules15, la détection active de mouvement16 ou la localisation et l'orientation en rotation des électrodes de stimulation cérébrale profonde. détection17.

Un capteur de champ magnétique basé sur les ondes acoustiques de surface (SAW) a été proposé pour la première fois en 197518. Cependant, par rapport à d'autres concepts de capteurs tels que les capteurs magnétorésistifs, seuls quelques groupes de recherche ont envisagé cette approche19,20,21,22. Les capteurs de champ magnétique SAW n'ont que récemment suscité de l'intérêt en tant que magnétomètres pour des champs magnétiques minimaux grâce à la combinaison de dispositifs à ondes de Love avec des films minces magnétostrictifs amorphes23. Leur principe de fonctionnement repose sur la génération d'ondes acoustiques à haute fréquence sur un substrat piézoélectrique par des transducteurs interdigitaux (IDT). L'utilisation de coupes spécifiques des substrats monocristallins piézoélectriques en combinaison avec une couche guidante de vitesse d'onde acoustique inférieure conduit à la génération d'ondes de Love24. Plus la différence des propriétés mécaniques entre le substrat et la couche guidante est grande, plus le confinement de l'onde acoustique à la surface de la couche guidante est important25. Ce confinement présente l'avantage par rapport à d'autres modes d'onde tels que les ondes de Rayleigh, que les influences sur la surface du capteur ont un impact plus important sur les ondes acoustiques qui se propagent. De telles influences peuvent être des champs magnétiques si les dispositifs SAW sont recouverts d'un film magnétoélastique, permettant ainsi des capacités de détection de champ magnétique. Le principe de détection est basé sur l'effet delta-E, qui décrit le changement non linéaire des modules élastiques avec l'aimantation dans un matériau magnétostrictif en raison de la présence d'une contrainte magnétostrictive en plus de la contrainte élastique conventionnelle du matériau26. Le changement de rigidité effectif modifie la vitesse des ondes acoustiques et conduit à un déphasage du signal de sortie. Ce changement de phase est alors proportionnel à l'amplitude du champ magnétique mesurée. Différents matériaux et conceptions SAW ont été proposés27,28, même des capteurs de champ magnétique SAW basés uniquement sur des couches minces sur des tranches de silicium ont été démontrés29. Des sensibilités particulièrement élevées peuvent être atteintes en appliquant des films magnétostrictifs magnétiquement doux avec une anisotropie magnétique bien alignée et avec une faible densité d'énergie d'anisotropie Ku30. Leur grande bande passante de fréquence31 rend les capteurs SAW à ligne à retard également prometteurs pour la localisation et la détection de l'orientation de rotation des électrodes de stimulation cérébrale profonde implantées17.

Dans les capteurs de champ magnétique basés sur SAW, le bruit supplémentaire aux basses fréquences et aux faibles puissances d'excitation a été identifié comme provenant des pertes magnétiques, qui peuvent être exprimées comme la partie imaginaire \({\mu }_{\mathrm{r}}^{\ mathrm{^{\prime}}\mathrm{^{\prime}}}\) de la perméabilité complexe32. Ces pertes sont associées au bruit de phase de scintillement 1/f caractéristique et dépendent du domaine magnétique et de la configuration d'anisotropie, du champ de polarisation magnétique HDC et de la puissance PSAW (c'est-à-dire la contrainte agissant sur le matériau magnétique) avec laquelle le capteur SAW est excité. Il a été montré qu'il existe des interactions complexes et multiples entre les ondes de Love qui se propagent et les parois de domaine dans le film magnétostrictif, donnant lieu à des fluctuations de phase potentielles conduisant au bruit33. De plus, pour différents types de capteurs de champ magnétique tels que les appareils basés sur la magnétoimpédance géante (GMI)34 ou la magnétorésistance géante (GMR)35,36, il a été démontré que les processus activés par la paroi de domaine conduisent à un bruit basse fréquence 1/f. Des pertes supplémentaires peuvent se produire spécifiquement dans les capteurs basés sur SAW en raison des résonances de paroi de domaine qui se situent dans la gamme de fréquences des dispositifs SAW typiques37. En général, le bruit d'aimantation, ou plus précisément la densité spectrale de puissance des fluctuations d'aimantation excitées thermiquement SM est directement proportionnel aux pertes magnétiques effectives \({\mu }_{\mathrm{r}}^{\mathrm{^{\prime }}\mathrm{^{\prime}}}\) selon le théorème de fluctuation-dissipation et est donné par

où kB est la constante de Boltzmann, T la température absolue, f la fréquence de décalage, V le volume magnétique et µ0 la perméabilité au vide32,38. En tenant compte du changement de magnétisation pendant le fonctionnement SAW, la densité spectrale de puissance plus applicable et mesurable des fluctuations de phase Sφ peut être dérivée, qui est

avec S étant le changement de phase avec changement du champ magnétique appliqué, c'est-à-dire la sensibilité du capteur et \({\mu }_{r}^{^{\prime}}\) la partie réelle de la perméabilité complexe32.

Le bruit de type 1/f dans les capteurs de champ magnétique à base de film magnétique est fortement influencé par les fluctuations dues aux processus de paroi de domaine magnétique. Par conséquent, il est souhaitable d'éliminer les parois de domaine dans les films magnétiques pour améliorer les performances des capteurs. Une façon d'y parvenir consiste à polariser un matériau ferromagnétique par un matériau antiferromagnétique couplé. Ce type d'interaction d'échange est appelé biais d'échange39. Il est associé à un décalage de la boucle d'aimantation contre un champ de polarisation d'échange HEB qui est donné par

avec la densité d'énergie de polarisation d'échange JEB, l'aimantation à saturation MS et l'épaisseur de la couche ferromagnétique tFM40. En particulier pour les dispositifs spintroniques tels que les têtes d'enregistrement GMR, la polarisation de l'une des deux couches ferromagnétiques par un antiferromagnétique conduit à une grande amélioration des performances du dispositif grâce à l'augmentation de la sensibilité40,41,42. Dans les GMR ainsi que dans les dispositifs à magnétorésistance tunnel (TMR), la polarisation d'échange est utilisée pour le piégeage de l'une des couches ferromagnétiques de l'antferromagnétique synthétique43,44. Dans les composites magnétoélectriques (ME), la polarisation d'échange a été appliquée avec succès pour déplacer le maximum du coefficient magnétoélectrique vers un champ nul, éliminant ainsi le besoin d'un champ de polarisation externe45. De plus, la polarisation d'échange des couches ferromagnétiques peut être utilisée pour réduire le bruit magnétique dans les composites ME causé par la nucléation, le mouvement et l'annihilation de la paroi du domaine46,47, ce qui pourrait être encore amélioré par une polarisation antiparallèle des couches consécutives48. Les deux seuls systèmes de polarisation d'échange appliqués aux dispositifs SAW à ce jour sont Co/MnIr en tant que matériau IDT49 et CoFeB/MnIr50. En réf. 49, les auteurs soulignent l'importance de l'hystérésis et de l'état de magnétisation pour le fonctionnement du capteur. Contrairement à l'étude présentée, les capteurs biaisés par échange ont été exploités hors du plan et dédiés à la détection de champ élevé. Dans la réf.50, le dispositif à l'étude n'est pas destiné à la détection de champ magnétique. Cependant, l'objectif des deux études n'était pas d'obtenir une suppression du bruit.

Sur les substrats piézoélectriques, des températures élevées provoquent des contraintes uniaxiales dans le plan dans le film magnétostrictif en raison de l'expansion anisotrope du substrat. Cette contrainte conduit à des champs d'anisotropie élevés HK et par conséquent à une forte réduction des performances du capteur30. Par conséquent, le biais d'échange dans cette étude n'est induit que par un champ magnétique externe appliqué lors de la croissance de l'empilement de films et l'échantillon est tourné de 180 ° à l'intérieur du champ magnétique après le dépôt d'un empilement à une seule couche (SL) pour obtenir antiparallèle (AP) biais d'échange.

Une photographie et un schéma du dispositif SAW à l'étude sont illustrés à la Fig. 1a. Tous les échantillons sont basés sur du quartz de coupe ST avec une direction de propagation de 90° par rapport à l'axe cristallographique X, le long duquel des ondes horizontales de cisaillement sont excitées24. Les IDT à doigts divisés en Au de 200 nm d'épaisseur se composent chacun de 25 paires de doigts d'une largeur de 3,5 µm et d'un espacement de 3,5 µm, ce qui crée au total une distance de pas et donc une longueur d'onde acoustique de λ = 28 µm. Des couches d'adhérence de 8 nm de Cr sont sous et au-dessus de l'Au. L'ouverture acoustique c'est-à-dire la largeur du front d'onde acoustique correspond à 60λ. Les paramètres de diffusion mesurés S21 et S12 du capteur étudié après adaptation d'impédance sont illustrés à la Fig. 1b. Il est magnétiquement saturé perpendiculairement à la direction de propagation SAW. Le capteur présente une fréquence synchrone de 142,6 MHz et une perte d'insertion en saturation magnétique de - 18,5 dB. Les deux sont déterminés principalement par l'épaisseur de la couche guidante en SiO2, qui est ici de 4 µm et les propriétés mécaniques de la couche guidante par rapport au substrat. La pile de polarisation d'échange constituée de deux séquences de Ta/(Fe90Co10)78Si12B10/Ni81Fe19/Mn80Ir20/Ta est illustrée à la Fig. 1c. Ici, la couche de NiFe sert de germe pour l'antiferromagnétique MnIr (voir section « Caractérisation structurale »). Les couches de FeCoSiB sont polarisées dans des directions opposées, c'est-à-dire antiparallèles pour obtenir une fermeture de flux et donc empêcher la formation de domaines de fermeture. Lorsque l'échantillon est retiré du vide après la première étape de dépôt, la couche supérieure de Ta s'oxyde à l'air. Par conséquent, pour assurer encore l'adhérence du FeCoSiB de la deuxième étape de dépôt, une couche de Ta supplémentaire est déposée sur le Ta oxydé. La couche supérieure de Ta agit comme couche de passivation pour MnIr. Les boucles d'aimantation de l'empilement de polarisation d'échange antiparallèle le long de l'axe facile (parallèle à la direction de propagation) et dur (perpendiculaire à la direction de propagation) de l'aimantation sont illustrées sur la figure 1d. Le champ magnétique pendant le dépôt a également été appliqué à 90° par rapport à l'axe cristallographique X. Des décalages antiparallèles de la boucle d'hystérésis de l'axe facile peuvent être observés correspondant à des champs de polarisation d'échange de µ0HEB,l = 0,5 mT (l pour le décalage à gauche) et µ0HEB,r = − 0,6 mT (r pour le décalage à droite). En comparaison avec des échantillons avec des épaisseurs similaires des couches ferromagnétiques et antiferromagnétiques, mais dans lesquels le biais d'échange épinglé par le bas a été induit par un recuit dans un champ magnétique, nos échantillons montrent une intensité de biais d'échange environ quatre fois plus faible48. Cependant, pour le système Ni81Fe19/Mn78Ir22 l'énergie de polarisation d'échange est, selon (3), JEB,NiFe = 70 µJ/m251, ce qui est comparable à ce système avec chaque empilement présentant des énergies de couplage de JEB,l = 61 µJ/m2 et JEB,r = 73 µJ/m2, respectivement avec MS = 1,45 T. Les champs de coercivité des deux branches de la boucle d'hystérésis sont respectivement µ0HC,l = 0,27 mT et µ0HC,r = 0,22 mT. Cette seule petite différence de coercivité pourrait s'expliquer par une légère inclinaison des anisotropies des deux couches l'une par rapport à l'autre. Le long de l'axe dur d'aimantation, aucune hystérésis mesurable n'est observée. Le champ d'anisotropie de ce système sur le quartz de coupe ST s'avère être µ0Hk = 1,7 mT, ce qui n'est que légèrement supérieur à celui du FeCoSiB non polarisé par échange avec 1,5 mT 30 et le champ d'anisotropie total, qui est la somme de Hk et HEB est µ0Hk,tot = 2,3 mT.

Dispositif SAW et pile de film polarisé d'échange. (a) Photographie en vue de dessus et schématique du dispositif à ondes de Love avec une couche de guidage SiO2 de 4 µm. L'appareil est monté sur un circuit imprimé avec du ruban adhésif sensible à la pression et connecté à ce circuit imprimé par liaison par fil. (b) Paramètres de diffusion S12 et S21 de l'appareil indiquant une fréquence synchrone de fc = 142,6 MHz et une perte d'insertion à cette fréquence de − 18,5 dB. Le capteur était magnétiquement saturé perpendiculairement à la direction de propagation. ( c ) Pile de biais d'échange antiparallèle supérieure. ( d ) Boucles de magnétisation de la pile de polarisation d'échange AP enregistrées par un traceur de boucle BH le long de l'axe facile (bleu) et dur (rouge) de magnétisation d'un échantillon circulaire de diamètre d = 13, 8 mm sur un substrat de quartz coupé ST. L'encart montre la boucle d'axe facile dans la plage de - 1 mT à 1 mT.

La figure 2a montre une micrographie TEM haute résolution filtrée par le bruit d'une section d'une pile de polarisation d'échange à une seule couche. La couche FeCoSiB est amorphe comme prévu, seules à l'interface avec les régions cristallines NiFe sont observées. Cependant, à l'interface, une distinction claire entre les deux couches n'est pas possible. Les couches de NiFe et MnIr sont polycristallines contenant des grains nanométriques avec une texture {111} distincte le long de la direction de croissance. Une analyse élémentaire localisée par cartographie par spectroscopie à rayons X à dispersion d'énergie (EDS) sur la figure 2b est effectuée pour valider les épaisseurs de couche et la distribution élémentaire à travers l'empilement, par exemple pour examiner le mélange potentiel. Généralement, les épaisseurs moyennes de toutes les couches fonctionnelles correspondaient à l'épaisseur cible prévue, étant donné qu'il n'y a pas de transitions nettes entre les couches, ce qui limite la résolution. Ce maculage de la distribution élémentaire à travers les interfaces ressort de la carte élémentaire, montrant des exemples de signaux Mn, Ni et Fe, ainsi que les profils quantifiés de tous les éléments métalliques moyennés sur la région cartographiée. Cette caractéristique est particulièrement importante pour l'interface large et diffuse (Fe90Co10)78Si12B10/Ni81Fe19, caractérisée par la diminution apparente de la teneur en Fe dans la couche NiFe. Cependant, comme la stoechiométrie de la couche NiFe devrait être de 81:19, le profil Fe observé peut être interprété comme le chevauchement du fond de diffusion du signal étendu de Fe dans la couche FeCoSiB et un profil gaussien de Fe dans Ni81Fe19. Il convient de noter qu'un degré significatif de rugosité à l'interface NiFe/MnIr est observé à partir d'études à haute résolution, ce qui pourrait rationaliser le chevauchement des intensités localisées des rayons X, ainsi que l'épaisseur de l'échantillon, ce qui conduit à la délocalisation du signal des rayons X. Il a été montré que la rugosité peut avoir une influence sur le biais d'échange et les champs de coercivité52.

Étude TEM et diffraction des rayons X d'une section d'une pile de polarisation d'échange SL. ( a ) Image TEM haute résolution d'une pile de polarisation à échange unique avec 6 nm NiFe. (b) Carte élémentaire EDS et profils quantifiés à travers les couches supérieures fonctionnelles. ( c ) Diffractogrammes de la pile SL avec deux épaisseurs de NiFe différentes. L'angle d'incidence a été maintenu constant à ω = 5° pour ne pénétrer que les films minces et non le substrat monocristallin.

Pour un biais d'échange suffisant et fiable lors de l'utilisation de MnIr comme matériau antiferromagnétique, une texture {111} du MnIr est bénéfique53. Afin d'ajuster cette texture de MnIr, NiFe agit comme une couche de germination de support. Cependant, la relation entre la texture de MnIr et le champ de biais d'échange est complexe et même des résultats contradictoires ont été rapportés54. Les diffractogrammes de rayons X de la figure 2c révèlent que cette texture est présente avec une réflexion MnIr 111 à 41,1°. Même en utilisant une épaisseur de NiFe de 3 nm, la même intensité de réflexion de MnIr 111 est présente. En fait, des couches de NiFe d'épaisseurs de 3 nm et 6 nm entraînent toutes deux les mêmes champs de polarisation d'échange (non représentés), mais pour des aspects de reproductibilité, une épaisseur plus élevée a été choisie pour cette étude.

Dans le cas des capteurs de champ magnétique SAW à ligne à retard, la sensibilité est la relation entre le changement de phase et l'amplitude d'un champ magnétique appliqué. Dans tous les capteurs basés sur des matériaux magnétiques, cette sensibilité dépend de l'état de magnétisation de ce matériau qui peut être modifié par un champ magnétique continu externe. Le changement de phase d'un capteur SAW avec polarisation d'échange antiparallèle en fonction du champ magnétique continu appliqué est illustré à la Fig. 3a. Il suit le changement caractéristique du module de cisaillement d'un matériau magnétostrictif sous excitation de cisaillement SAW où l'axe facile d'aimantation est parallèle à la direction de propagation et perpendiculaire au champ magnétique continu55. Le changement de phase total entre la saturation magnétique et le minimum à environ − 0,05 mT s'élève à 770°. Le balayage du champ magnétique de - 10 mT à + 10 mT et vice versa entraîne une très faible hystérésis, ce qui indique un processus de réaimantation régi principalement par une rotation d'aimantation cohérente plutôt que par un mouvement de paroi de domaine (voir Fig. 4c). Les deux courbes ne sont décalées l'une par rapport à l'autre que jusqu'à 25 µT. De plus, les minima de chaque courbe sont légèrement décalés indiquant une petite inclinaison des anisotropies magnétiques par rapport à la direction de propagation. La sensibilité mesurée du capteur SAW est illustrée à la Fig. 3b. Il est obtenu en appliquant un champ de modulation sinusoïdal de 1 µT de 10 Hz et à chaque point de mesure la phase à 10 Hz est lue et divisée par le champ alternatif de 1 µT. La sensibilité représente également la dérivée du changement de phase et donc les maxima de sensibilité sur la Fig. 3b correspondent aux points de pente la plus élevée sur la Fig. 3a. Ces maxima sont à − 0,4 mT et à 0,28 mT avec des sensibilités de 2040 °/mT et 1920 °/mT, respectivement. Dans une opération spécifique à une application, ces champs de polarisation peuvent être fournis par exemple par des aimants permanents avec une magnétisation rémanente définie et une distance au capteur. La polarisation d'échange a également été incorporée dans les composites magnétoélectriques pour fournir une polarisation interne déplaçant les maxima du coefficient piézomagnétique vers un champ nul45. La question de savoir si cette approche est applicable aux capteurs de champ magnétique SAW nécessite une enquête plus approfondie. Néanmoins, malgré une perméabilité magnétique d'axe dur plus faible que les dispositifs SAW comparables basés sur le même matériau magnétostrictif et la même épaisseur mais sans biais d'échange, les capteurs de ce travail montrent des sensibilités similaires30.

Réponse de phase et sensibilité. ( a ) Changement de phase en fonction du champ de polarisation CC appliqué µ0HDC du capteur d'onde de Love avec polarisation d'échange AP. (b) La sensibilité mesurée du capteur en fonction du champ de polarisation CC appliqué. Dans les deux mesures, la puissance d'excitation était de 10 dBm (10 mW) et le champ magnétique était appliqué perpendiculairement à la direction de propagation SAW, c'est-à-dire l'axe de polarisation d'échange.

Images de microscopie magnéto-optique à effet Kerr. (a) Une seule couche de 200 nm de FeCoSiB. ( b ) La couche supérieure d'échange antiparallèle polarisée 2 × 100 nm FeCoSiB. Les deux échantillons ont été démagnétisés par un champ magnétique AC décroissant Hdecay le long de l'axe dur d'aimantation. L'axe de sensibilité du microscope MOKE était vertical, c'est-à-dire le long de l'axe facile d'aimantation, qui est également la direction de propagation SAW. ( c ) La couche supérieure d'échange antiparallèle polarisée 2 × 100 nm FeCoSiB dans laquelle le champ appliqué a été modifié par étapes de - 5 à 5 mT (seulement des images de - 2 à 2 mT) le long de l'axe dur de magnétisation tandis que le La sensibilité MOKE a été réglée le long de cet axe. La zone grise autour des couches de FeCoSiB est la couche de SiO2 non ferromagnétique. Dans (b), des parties des IDT d'entrée et de sortie peuvent également être vues à travers la couche de SiO2.

L'objectif de la polarisation d'échange des couches de FeCoSiB est d'obtenir un état de domaine unique dans le film mince magnétique. L'empilement de deux ou plusieurs couches polarisées d'échange de compensation de flux magnétique avec une aimantation alignée antiparallèle réduit l'énergie totale du champ de démagnétisation de l'échantillon et supprime donc la formation de domaines de fermeture48. Dans le cas d'une fermeture complète du flux magnétique, un seul état de domaine à la rémanence peut être atteint. Pour vérifier que l'état de domaine unique de FeCoSiB dans l'imagerie par microscopie magnéto-optique à effet Kerr (MOKE) de la pile de polarisation d'échange antiparallèle a été réalisée. La figure 4 montre une comparaison des états magnétiques de FeCoSiB ordinaire de 200 nm (figure 4a) et d'un échantillon de biais d'échange antiparallèle de 2 × 100 nm (figure 4b). Sur la figure 4b, seule la couche supérieure est visible, qui est en outre masquée par les couches MnIr et NiFe, ce qui réduit le contraste MOKE dans cette image. Avant que les deux images ne soient prises, le film magnétique a été démagnétisé par un champ magnétique alternatif avec une amplitude décroissante dont l'amplitude initiale était suffisamment élevée pour saturer les films. Le champ démagnétisant Hdecay a été appliqué le long de l'axe dur de magnétisation pour obtenir un état fondamental magnétique. Sans biais d'échange, des domaines rectilignes minces sont formés avec une densité de paroi de domaine élevée. De plus, des domaines de fermeture caractéristiques se forment sur les bords56. En revanche, la couche supérieure du système polarisé antiparallèle montre un état de domaine unique. Ceci est souligné sur la Fig. 4c, qui montre des images de contraste MOKE du même capteur biaisé d'échange antiparallèle, mais dans ce µ0HDC a été changé de - 5 à 5 mT (montré sont des images de - 2 mT à 2 mT) le long de l'axe dur de magnétisation. Il s'agit du même axe que dans la boucle d'axe dur de la Fig. 1d et dans les courbes de polarisation de la Fig. 3. Aucun domaine magnétique ne se forme pendant le processus de réaimantation sans excitation, confirmant la rotation d'aimantation cohérente anticipée dans le capteur structuré.

Pour un dispositif SAW à couche magnétique unique, il a été démontré qu'en général, avec l'augmentation de la puissance d'excitation, le bruit de phase de scintillement dans les capteurs de champ magnétique SAW diminue, de même que les pertes effectives, c'est-à-dire \({\mu }_{\mathrm{r }}^{\mathrm{^{\prime}}\mathrm{^{\prime}}}\) diminuent32. Cependant, cela n'est vrai que jusqu'à une certaine puissance d'excitation. Avec l'augmentation de l'excitation, des sauts de paroi de domaine de Barkhausen aléatoires se produisent, qui à des amplitudes de puissance d'excitation suffisamment élevées deviennent la source dominante de bruit, provoquant ce que l'on appelle une marche aléatoire du bruit de phase présentant un comportement 1/f2. Par conséquent, la dépendance à la puissance d'excitation des capteurs SAW dans un système à domaine unique est étudiée. Tout d'abord, la figure 5a montre la sensibilité d'un capteur polarisé par échange antiparallèle en fonction du champ de polarisation CC pour différentes puissances d'excitation. Il montre que même en appliquant des puissances aussi élevées que 15 dBm, la dépendance au champ magnétique ne change pas de manière significative. Les puissances d'excitation typiques pour les capteurs de champ magnétique SAW sont d'environ 0 dBm32. En fait, avec l'augmentation de la puissance, les courbes de sensibilité deviennent même plus symétriques, c'est-à-dire que les valeurs de sensibilité aux maxima deviennent égales et les pics de sensibilité maximale se déplacent légèrement vers les champs supérieurs. Les deux effets peuvent être expliqués par l'anisotropie magnétique effective supplémentaire causée par la contrainte de cisaillement oscillante. Cependant, avec des puissances d'excitation très élevées, la forme des courbes de sensibilité change. Outre les maxima principaux à de petites valeurs de champ magnétique, un changement supplémentaire de forme sous forme de petites "bosses" se produit à environ - 0,4 mT / 0,4 mT. L'augmentation drastique de la sensibilité à des champs de polarisation magnétiques plus petits suggère un mécanisme de remagnétisation altéré avec une perméabilité magnétique plus élevée qui n'est pas présent de manière aussi significative à des puissances inférieures. Pour la visualisation, les sensibilités maximales sont tracées par rapport à différentes puissances d'excitation sur la figure 5d.

Dépendance à la puissance des performances du capteur SAW biaisé par échange antiparallèle. ( a ) Sensibilité en fonction du champ de polarisation DC magnétique appliqué balayé de - 10 mT à + 10 mT (lignes pleines) et vice versa (lignes pointillées) pour différentes puissances d'excitation. Seule la région de haute sensibilité de − 1,2 mT à + 1,2 mT est représentée. ( b ) Perte d'insertion induite magnétiquement en fonction du champ magnétique continu appliqué pour différentes puissances d'excitation mesurées de - 10 mT à + 10 mT. Les pertes sont normalisées à 0 dB, où 0 dB correspond alors à la perte d'insertion en saturation magnétique. (c) Spectres de bruit de phase du même capteur à différentes puissances d'excitation. Pour chaque puissance d'excitation, un champ de polarisation CC a été appliqué, ce qui correspond au point de sensibilité la plus élevée. (d) Bruit de phase à 10 Hz et 100 Hz et sensibilité maximale respective en fonction de la puissance d'excitation.

Sur la figure 5b, les pertes d'insertion supplémentaires induites magnétiquement par rapport aux pertes d'insertion en saturation magnétique aux puissances d'excitation respectives sont représentées en fonction des champs de polarisation CC appliqués pour différentes puissances d'excitation. Les pertes d'insertion magnétiques supplémentaires montrent un maximum à un champ magnétique autour de zéro pour toutes les puissances d'excitation. De manière analogue à la sensibilité de la figure 5a, les pertes deviennent d'abord plus symétriques autour d'un champ magnétique nul et augmentent fortement à des amplitudes d'excitation élevées. Dans des études antérieures, les pertes d'insertion magnétique ont été liées à la présence accrue de parois de domaine33. Une corrélation claire entre la perte d'insertion magnétique supplémentaire et le bruit de phase induit magnétiquement a également été observée32. Là, dans une simple couche de FeCoSiB, le bruit de phase est le plus élevé là où la perte d'insertion est maximale à une puissance d'excitation constante. La comparaison des figures 5a et b montre qu'à des puissances inférieures, les maxima de sensibilité ne sont pas corrélés avec des pertes d'insertion élevées. Ce n'est qu'à des puissances élevées telles que 24 dBm que les maxima de sensibilité correspondent aux deux pics mineurs de perte d'insertion magnétique à - 0, 28 mT et 0, 19 mT sur la figure 5b. Ici, la figure 5c révèle que le bruit de phase n'est corrélé aux pertes d'insertion magnétique que dans une certaine mesure. Il montre la densité spectrale de puissance des fluctuations de phase, c'est-à-dire le bruit de phase en fonction de la fréquence à côté de la porteuse d'excitation pour différentes puissances d'excitation. Alors que les pertes d'insertion augmentent continûment avec la puissance d'excitation, le bruit de phase diminue d'abord puis augmente à nouveau. Ceci est visualisé sur la Fig. 5d montrant le bruit de phase à 10 Hz et 100 Hz en fonction de la puissance d'excitation. Il révèle clairement une région où le bruit de phase est minimisé, qui se situe entre 5 et 10 dBm. Par rapport aux capteurs SAW à base de FeCoSiB polarisés sans échange, des puissances d'excitation plus élevées peuvent être appliquées avant que le bruit n'augmente32. De plus, l'augmentation du bruit n'est pas aussi drastique avec des puissances plus élevées, suggérant d'autres mécanismes de source de bruit plutôt que des sauts aléatoires de Barkhausen. Par conséquent, par rapport aux capteurs SAW polarisés sans échange, le bruit de phase à un point de fonctionnement optimal est inférieur de 8 dB30. Une source de bruit potentielle est la température générée lors de l'excitation SAW avec une puissance élevée57,58. Dans nos appareils, nous avons constaté une augmentation de la température de 14 °C par rapport à la température ambiante à une puissance d'excitation de 24 dBm (non illustré). Selon l'éq. (2) cela conduira à une augmentation du bruit de phase 1/f. De plus, la contrainte de cisaillement oscillante de l'onde acoustique peut potentiellement provoquer des fluctuations de magnétisation dans le film entraînant du bruit. In33, la contrainte de cisaillement générée par l'amplitude de l'onde a été estimée à partir du changement de contraste MOKE à τ = 3,29 MPa à une excitation de 10 dBm. En supposant un module de cisaillement de FeCoSiB de G = 28,1 GPa59, la déformation de cisaillement agissante à une excitation de 10 dBm peut être estimée à γ10dBm = 0,06‰. À 24 dBm, l'amplitude d'excitation est environ 5 fois plus élevée, ce qui conduit à des contraintes de cisaillement estimées de γ24dBm = 0,3 ‰ sous l'hypothèse que la contrainte augmente linéairement avec l'amplitude d'excitation, qui est proportionnelle à la racine carrée de la puissance d'excitation. Dans le cas des ondes de Love, la contrainte de cisaillement oscillante agit à 45° par rapport à l'axe facile magnétique et déclenche une oscillation de l'aimantation. Cependant, les mécanismes spécifiques nécessitent une enquête plus approfondie.

La limite de détection (LOD) qui est le rapport du bruit de phase et de la sensibilité23 est illustrée à la Fig. 6a pour différentes puissances d'excitation à 10 Hz et 100 Hz. Comme la sensibilité évolue peu jusqu'à des puissances d'excitation de 18 dBm, la LOD suit la même tendance que le bruit de phase, avec les LOD les plus faibles entre 5 et 8 dBm de 28 pT/Hz1/2 à 10 Hz et 10 pT/Hz1/2 à 100 Hz. Il s'agit d'une amélioration d'un facteur 2,5 par rapport aux meilleurs capteurs SAW biaisés sans échange jusqu'à présent30. À des puissances d'excitation plus élevées à partir de 15 dBm, la limite de détection est presque constante car le bruit augmente de la même manière que la sensibilité. La LOD la plus faible à 5 dBm d'excitation est représentée sur la Fig. 6b jusqu'à une fréquence de 10 kHz, car dans cette plage la sensibilité du capteur est constante31. A partir de 1 kHz le LOD est même inférieur à 5 pT/Hz1/2.

Limites de détection (LOD). (a) LOD en fonction de la puissance d'excitation à 10 Hz et 100 Hz de la fréquence porteuse. (b) Spectre de fréquence de la LOD la plus basse à une puissance d'excitation de 5 dBm.

Un empilement de polarisation d'échange d'épinglage supérieur composé de couches ferromagnétiques de Ni81Fe19 et magnétostrictif (Fe90Co10) 78Si12B10 et antiferromagnétique Mn80Ir20 sur des dispositifs SAW à onde de Love a été présenté. Une polarisation antiparallèle de deux empilements de polarisation d'échange a été obtenue en appliquant un champ magnétique pendant le dépôt et en faisant tourner l'échantillon entre les dépôts. La couche de germe NiFe fournit une texture 111 de la couche MnIr, induisant une polarisation d'échange qui est suffisamment élevée pour fournir un état de domaine unique sur le film magnétique complet. La réponse en phase des capteurs SAW présente une faible hystérésis et, en raison de l'élimination des parois de domaine, le bruit de phase magnétique 1/f a été réduit d'environ 8 dB par rapport aux capteurs polarisés sans échange. Cependant, il a également été montré que malgré l'absence probable de parois de domaine, il existe une dépendance de la puissance d'excitation du bruit de phase. À des amplitudes de puissance d'excitation élevées, le bruit 1/f augmente, ce qui rend des investigations supplémentaires nécessaires pour distinguer les différentes contributions de bruit. Dans l'ensemble, une amélioration substantielle de la limite de détection des capteurs de champ magnétique SAW par un facteur de 2,5 a été obtenue.

Des IDT Au de 200 nm d'épaisseur avec des couches d'adhérence Cr de 8 nm en haut et en bas sont déposées par pulvérisation magnétron DC et structurées par photolithographie et gravure par faisceau ionique. Ensuite, une couche de SiO2 de 4 µm d'épaisseur est déposée au moyen d'un dépôt chimique en phase vapeur assisté par plasma (PECVD) servant de couche guidante. Des parties du SiO2 sont à nouveau éliminées par gravure ionique réactive au plasma à couplage inductif pour permettre l'accès aux plots de contact pour la liaison par fil du capteur final à une carte de circuit imprimé (PCB). Le dépôt de l'empilement de polarisation d'échange d'épinglage supérieur antiparallèle est réalisé en deux étapes. Tout d'abord, des couches de Ta (7 nm)/(Fe90Co10)78Si12B10 (100 nm)/Ni81Fe19 (6 nm)/Mn80Ir20 (8 nm)/Ta (5 nm) sont déposées alors qu'un champ magnétique de ~ 60 mT est présent, ce qui est appliqué parallèlement à la direction de propagation SAW. Ensuite, les échantillons sont retirés de la chambre à vide, tournés de 180° par rapport au champ magnétique et une deuxième séquence de couches est déposée constituée de Ta (5 nm)/FeCoSiB (100 nm)/NiFe (6 nm)/MnIr (8 nm)/Ta (5 nm). Pour la caractérisation magnétique et structurelle, des empilements monocouches (SL) ont également été fabriqués avec du NiFe de 6 nm et 3 nm d'épaisseur. Les dépôts de FeCoSiB et NiFe sont réalisés par pulvérisation magnétron RF et de Ta et MnIr par pulvérisation magnétron DC. La structure géométrique des lignes à retard des couches de polarisation d'échange est réalisée par lift-off.

Une coupe transversale d'un seul empilement de polarisation d'échange est préparée par la méthode du faisceau d'ions focalisé (FIB) et étudiée à l'aide de la microscopie électronique à transmission (TEM). Des micrographies à haute résolution des couches cristallines NiFe et MnIr sont enregistrées sur un microscope Tecnai F30 G2 STWIN. La cartographie élémentaire par spectroscopie de rayons X à dispersion d'énergie (EDS) des couches fonctionnelles est réalisée en mode balayage sur un JEOL NeoARM. Les diffractogrammes de rayons X sont obtenus à l'aide d'un diffractomètre de rayons X Rigaku SmartLab 9 kV avec un rayonnement CuKa (λ = 1,5406 Å).

Les images du domaine magnétique sont recueillies à l'aide d'un microscope magnéto-optique à effet Kerr (MOKE) à grande vue. L'éclairage homogène de l'échantillon est obtenu par une combinaison d'une source LED haute puissance (longueur d'onde de 520 nm) avec une lentille télécentrique. Un support de caméra CCD Scheimpflug est utilisé pour obtenir une mise au point uniforme sur la grande zone d'échantillonnage. Les boucles d'hystérésis magnétiques volumétriques sont enregistrées avec un traceur de boucle BH inductif.

Le capteur est relié par fil à un circuit imprimé et son impédance est adaptée à 50 Ω sur chaque port. Les paramètres de diffusion sont mesurés avec un analyseur de réseau vectoriel tandis que le capteur est magnétiquement saturé perpendiculairement à la direction de propagation SAW. Les caractérisations des capteurs magnétiques sont effectuées dans une chambre zéro gauss pour éliminer les influences du champ magnétique terrestre et des équipements de laboratoire environnants. Les champs magnétiques CC et CA sont fournis par deux solénoïdes, respectivement, tandis que pour la détection de phase dynamique, un signal CA sinusoïdal de 1 µT de 10 Hz est appliqué. Dans les expériences, tous les champs magnétiques sont appliqués le long de l'axe dur d'aimantation, c'est-à-dire perpendiculairement à la direction de propagation SAW. Pour l'excitation et la lecture, un amplificateur à verrouillage UHFLI de Zurich Instruments est utilisé. Pour appliquer des amplitudes de puissance supérieures à la puissance maximale de 7,5 dBm fournie par l'UHFLI, un amplificateur de puissance ZFL - 2500VH + de Mini Circuits est. L'amplificateur de puissance ZFL fournit un gain de 24 dB et un niveau de bruit de − 138 dB rad2/Hz à 10 Hz et − 152 dB rad2/Hz à 1 kHz lors de l'application de 0 dBm. Pour les mesures de bruit, un analyseur de bruit de phase Rohde&Schwarz FSWP est utilisé tandis que le même amplificateur de puissance ZFL-2500VH + fournit des amplitudes de puissance plus élevées et un atténuateur de pas de plus petites tailles de pas de puissance. En tant que source pour les champs de polarisation CC pendant les mesures de bruit, une source à faible bruit commandée par potentiomètre à batterie construite en interne est utilisée.

Les données à l'appui des conclusions de cette étude sont disponibles sur demande auprès de l'auteur correspondant.

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Les auteurs tiennent à remercier la Fondation allemande pour la recherche (Deutsche Forschungsgemeinschaft, DFG) qui a financé ce travail par le biais du centre de recherche collaboratif CRC 1261 "Capteurs magnétoélectriques : des matériaux composites au diagnostic biomagnétique". De plus, les auteurs remercient Phillip Durdaut d'avoir fourni des scripts de lecture MATLAB.

Financement Open Access activé et organisé par Projekt DEAL.

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Tous les auteurs ont interprété les données, discuté des résultats, examiné et commenté le manuscrit. DM, EQ, JM et LK ont conçu des expériences et supervisé la recherche. VS a rédigé le manuscrit, fabriqué des échantillons, créé des figures et effectué des mesures liées aux capteurs. ES a réalisé l'imagerie MOKE et a contribué aux chiffres. NW a effectué des mesures TEM/EDS, contribué aux figures et écrit des segments du manuscrit. LB a effectué des mesures XRD.

Correspondance à Dirk Meyners.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Schell, V., Spetzler, E., Wolff, N. et al. Échangez des capteurs de champ magnétique à ondes acoustiques de surface polarisées. Sci Rep 13, 8446 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-35525-6

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Reçu : 24 février 2023

Accepté : 19 mai 2023

Publié: 25 mai 2023

DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-023-35525-6

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