磁聲耦合:物理、材料與器件*

陳崇 馬銘遠(yuǎn) 潘峰 宋成

(清華大學(xué)材料學(xué)院,先進(jìn)材料教育部重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室,北京 100084)

固體中的聲波有兩種傳播方式:一種是聲體波,以縱波或橫波的形式在固體內(nèi)部傳播;另一種是聲表面波,在固體表面產(chǎn)生并沿著表面?zhèn)鞑?聲波射頻技術(shù)利用這些聲波來截取和處理信號(hào),尤其體現(xiàn)在快速發(fā)展的射頻濾波器技術(shù)中.聲學(xué)濾波器因其體積小、成本低和性能穩(wěn)定等多方面的優(yōu)勢(shì),在移動(dòng)通信等領(lǐng)域得到了廣泛應(yīng)用.受益于成熟的制造工藝和確定的共振頻率,聲波已逐漸成為操控磁性和自旋的有力手段,這一領(lǐng)域正朝著小型化、超快和節(jié)能的自旋電子學(xué)器件應(yīng)用邁進(jìn).將磁性材料集成到聲學(xué)射頻器件,也開辟了對(duì)聲學(xué)器件調(diào)控方法和性能提升的新思路.本綜述首先梳理了各種磁聲耦合的物理機(jī)制,并在此基礎(chǔ)上系統(tǒng)介紹了聲控磁化動(dòng)力學(xué)、磁化翻轉(zhuǎn)、磁疇和磁性斯格明子產(chǎn)生及運(yùn)動(dòng)、自旋流產(chǎn)生等一系列磁性和自旋現(xiàn)象.同時(shí)也討論了聲控磁的逆過程——磁控聲波的研究進(jìn)展,包括聲波參數(shù)的磁調(diào)控和聲波的非互易傳播,以及基于此開發(fā)的新型磁聲器件,如磁傳感器、磁電天線、可調(diào)諧濾波器等.最后展望了磁聲耦合未來可能的研究方向和潛在的應(yīng)用前景.

1 引言

固體中的聲波作為一種彈性波,在傳播過程中會(huì)引起傳播介質(zhì)的彈性變形,對(duì)彈性變形和材料磁性之間相互作用的描述最早可以追溯到19 世紀(jì).英國(guó)物理學(xué)家Joule 于1842 年首次描述了磁性材料內(nèi)部磁有序狀態(tài)的變化將引起材料發(fā)生彈性變形.當(dāng)給磁性材料施加外磁場(chǎng)時(shí),為了降低系統(tǒng)的能量,其內(nèi)部的磁矩將趨向于排列在外場(chǎng)的方向.這個(gè)過程會(huì)導(dǎo)致磁性材料的尺寸發(fā)生變化,即磁致伸縮效應(yīng).然后意大利物理學(xué)家Villari 于1865 年發(fā)現(xiàn)了磁致伸縮的逆過程——逆磁致伸縮效應(yīng),即在外加應(yīng)變的作用下磁性材料內(nèi)部的磁化狀態(tài)將發(fā)生變化.磁致伸縮可以從自由能極小的觀點(diǎn)進(jìn)行唯象解釋.為了減小交換相互作用和偶極相互作用等能量,磁性材料內(nèi)部的晶格發(fā)生位移,引起晶格原子間距的變化(增大或減小),進(jìn)而在宏觀上表現(xiàn)為磁性材料長(zhǎng)度的變化(伸長(zhǎng)或縮短).上述磁性材料的磁化強(qiáng)度與彈性應(yīng)變之間的相互作用目前被統(tǒng)稱為磁彈耦合,進(jìn)而實(shí)現(xiàn)磁性能與彈性能之間的相互轉(zhuǎn)化,這是最早關(guān)于磁聲耦合的描述.通過測(cè)量磁場(chǎng)誘導(dǎo)的材料尺寸變化或彈性變形引起的磁化變化,磁彈耦合早期在傳感技術(shù)中扮演了重要角色.然而在隨后的幾十年里,大多數(shù)科學(xué)研究和應(yīng)用開發(fā)僅局限在準(zhǔn)靜態(tài)的應(yīng)變.轉(zhuǎn)機(jī)出現(xiàn)在20 世紀(jì)60 年代,聲表面波技術(shù)的興起和發(fā)展,為磁聲耦合的研究與應(yīng)用帶來了新的契機(jī).

聲波射頻技術(shù)利用聲表面波(surface acoustic wave,SAW)和聲體波(bulk acoustic wave,BAW)來傳輸和處理微波頻段的信號(hào).SAW 在傳播過程中其振幅隨著穿透深度的增大而指數(shù)衰減,使得其能量主要集中在固體表面下1—2 個(gè)波長(zhǎng)范圍內(nèi).基于SAW 的帶通濾波器因其體積小、通帶選擇性好、性能穩(wěn)定、平面工藝易于制備、成本低等優(yōu)點(diǎn),已經(jīng)成為智能手機(jī)射頻模塊中用于濾除帶外干擾和噪聲的關(guān)鍵器件,廣泛應(yīng)用于移動(dòng)通信等領(lǐng)域.SAW 的激發(fā)與探測(cè)非常簡(jiǎn)便,在壓電材料的叉指換能器(interdigital transducer,IDT)上施加電信號(hào),即可通過逆壓電效應(yīng)激發(fā)SAW,傳播一段距離后再通過壓電效應(yīng)對(duì)其進(jìn)行探測(cè),從而實(shí)現(xiàn)高效濾波的功能.BAW 諧振器的基本構(gòu)型是由頂?shù)纂姌O及夾在中間的壓電層構(gòu)成的三明治結(jié)構(gòu).通過在頂?shù)纂姌O上施加電信號(hào),由逆壓電效應(yīng)轉(zhuǎn)換為聲波信號(hào),在厚度方向上形成BAW.形成的駐波諧振通過壓電效應(yīng)轉(zhuǎn)化為電信號(hào)輸出,以實(shí)現(xiàn)諧振器的選頻功能.相比于SAW 濾波器,BAW 濾波器可實(shí)現(xiàn)更高的工作頻率、更高的品質(zhì)因子(Q值)和更低的插入損耗.此外在功率耐受性和集成度方面,BAW 濾波器有著不可替代的優(yōu)勢(shì),因此在5G 時(shí)代,BAW 濾波器在移動(dòng)設(shè)備中的應(yīng)用更為廣泛.

SAW 和BAW 器件成熟的制造工藝和較高的工作頻段(～GHz),以及磁性薄膜沉積技術(shù)的進(jìn)步,為磁彈耦合的研究帶來了新的契機(jī),近年來已在聲控磁性和自旋、磁控聲波、新型磁聲器件等方面取得了重要進(jìn)展[1,2],如表1 所示.通過在SAW 的傳播路徑上(圖1(a))或BAW 器件頂端(圖1(b))生長(zhǎng)磁性薄膜并加工成特定形狀的器件,聲波攜帶的各種特性(應(yīng)變、機(jī)械角動(dòng)量等)可以傳遞給緊鄰的磁性材料,通過多種磁聲耦合機(jī)制(磁彈耦合、磁電耦合、磁-旋轉(zhuǎn)耦合、自旋-旋轉(zhuǎn)耦合、旋磁耦合和磁子-聲子耦合)與其中的磁矩、磁子、自旋等多種維度發(fā)生相互作用,進(jìn)而使得聲波成為操控磁性和自旋現(xiàn)象的一種全新的途徑[3],反過來,磁性材料的集成對(duì)于聲學(xué)器件的性能也有顯著影響,可通過磁場(chǎng)來調(diào)控聲波的傳播特性,包括磁調(diào)控聲波參數(shù)、實(shí)現(xiàn)聲波的非互易傳播等,這為聲學(xué)器件的調(diào)控和性能提升提供了全新的思路.基于磁聲耦合,目前已開發(fā)出多種新型磁聲器件,包括磁傳感器、磁電天線、可調(diào)諧濾波器等[4],其中以磁電天線為代表.磁電天線可以克服傳統(tǒng)天線的尺寸限制,利用應(yīng)變使其在聲波的共振頻率下工作,尺寸比同頻率的傳統(tǒng)電學(xué)天線小1—2 個(gè)量級(jí),且具有更高的輻射效率.磁聲耦合的研究不僅為闡明微觀的聲子-自旋相互作用提供全新的研究平臺(tái),還有望推進(jìn)信息處理、存儲(chǔ)技術(shù)和5G 通信技術(shù)的突破.本文首先介紹磁聲耦合的物理機(jī)制,然后基于這些機(jī)制,重點(diǎn)概述磁-聲之間的雙向調(diào)控,最后基于磁聲耦合,總結(jié)新型磁聲器件的研究現(xiàn)狀,并展望其應(yīng)用前景.

圖1 磁聲耦合的器件構(gòu)型 (a) 聲表面波器件;(b) 聲體波器件Fig.1.Schematic illustration of magneto-acoustic coupling devices:(a) Surface acoustic wave device;(b) bulk acoustic wave devices.

2 磁聲耦合的物理機(jī)制

磁彈耦合(magneto-elastic coupling)是最早得到廣泛研究的耦合機(jī)制,通過磁彈耦合可以實(shí)現(xiàn)磁性材料內(nèi)部磁性能和彈性能之間的相互轉(zhuǎn)化.在磁性晶體中,磁彈耦合的主要來源是晶格形變改變了材料的磁晶各向異性,如圖2(a)所示.在具有立方對(duì)稱性的磁性材料中,磁彈耦合貢獻(xiàn)的能量密度Eme可表示為

圖2 磁聲耦合的物理機(jī)制 (a) 磁彈耦合;(b) 磁電耦合;(c) 磁-旋轉(zhuǎn)耦合;(d) 自旋-旋轉(zhuǎn)耦合;(e) 旋磁耦合[52];(f) 磁子-聲子耦合Fig.2.Physical mechanism of magneto-acoustic coupling:(a) Magneto-elastic coupling;(b) magnetoelectric coupling;(c) magnetorotation coupling;(d) spin-rotation coupling;(e) gyromagnetic coupling[52];(f) magnon-phonon coupling.

其中εij為應(yīng)變張量,mi為磁化強(qiáng)度的單位矢量(i,j=x,y,z),b1和b2為磁彈耦合系數(shù)(單位:J/m3).應(yīng)變張量εij由彈性體中質(zhì)點(diǎn)位移ui的梯度定義:

其中i=j為正應(yīng)變,i≠j為剪切應(yīng)變.值得注意的是,磁致伸縮系數(shù)λ 由于在實(shí)驗(yàn)上更容易獲得,也被用來描述磁彈耦合.λ 具有顯著的晶向依賴性,其與磁彈耦合系數(shù)的關(guān)系為:b1=-3λ100(c11-c12)/2,b2=-3λ111c44,其中cij為剛度系數(shù),λ100和λ111分別為[100]和[111]方向上的磁致伸縮系數(shù).

基于應(yīng)變傳遞的磁電耦合是上述磁彈耦合的典型應(yīng)用,分為正和逆磁電耦合,已開發(fā)出多種磁電耦合器件.圖2(b)左側(cè)為正磁電耦合,通過在壓電層兩端施加交變電壓,根據(jù)逆壓電效應(yīng)產(chǎn)生動(dòng)態(tài)應(yīng)變傳遞到磁性層中,利用逆磁致伸縮效應(yīng)調(diào)控磁化狀態(tài).圖2(b)右側(cè)為逆磁電耦合,通過外加交變磁場(chǎng)HAC在磁性層中引起磁矩的動(dòng)態(tài)變化,通過磁致伸縮效應(yīng)產(chǎn)生動(dòng)態(tài)應(yīng)變,然后傳遞到壓電層中對(duì)電極化進(jìn)行控制,最終將磁場(chǎng)轉(zhuǎn)化為輸出電壓.

SAW 在傳播過程中除了攜帶正應(yīng)變和切應(yīng)變?chǔ)舏j,在具有橢圓偏振的瑞利波(Rayleigh SAW)、西沙瓦波(Sezawa SAW)中還攜帶有旋轉(zhuǎn)應(yīng)變,來自于晶格的旋轉(zhuǎn)變形[44],如圖2(c)所示.旋轉(zhuǎn)應(yīng)變?chǔ)豬j與切應(yīng)變的定義類似:

表示質(zhì)點(diǎn)繞著iOj平面的法線旋轉(zhuǎn)的角度.在瑞利波和西沙瓦波中,質(zhì)點(diǎn)在xOz面內(nèi)旋轉(zhuǎn),具有ωxz分量.在具有面外磁各向異性的薄膜中,質(zhì)點(diǎn)的旋轉(zhuǎn)將引起磁矩的旋轉(zhuǎn),與面外易軸產(chǎn)生夾角,進(jìn)而貢獻(xiàn)額外的磁各向異性能,即磁-旋轉(zhuǎn)耦合(magneto-rotation coupling)能[32,45]:

其中Ku為面外磁各向異性能密度.不難發(fā)現(xiàn)Emr與切應(yīng)變相關(guān)的磁彈能Eme具有相同的磁化方向依賴性,誘導(dǎo)的有效磁場(chǎng)也有相似的特征.

上述討論的是旋轉(zhuǎn)應(yīng)變與磁矩的相互作用,實(shí)際上該旋轉(zhuǎn)應(yīng)變也可與更微觀的電子直接發(fā)生作用.尤其是在非磁性的輕金屬中,由于旋轉(zhuǎn)應(yīng)變大,金屬中自由電子密度高,SAW 引起的機(jī)械旋轉(zhuǎn)角動(dòng)量可與電子的自旋角動(dòng)量發(fā)生耦合,即自旋-旋轉(zhuǎn)耦合(spin-rotation coupling),其能量可表示為[27,46]

其中 ? 為約化普朗克常數(shù),σ為泡利矩陣,Ω為機(jī)械旋轉(zhuǎn)的角速度.旋轉(zhuǎn)角動(dòng)量就能通過自旋-旋轉(zhuǎn)耦合傳遞給電子,進(jìn)而誘導(dǎo)電子出現(xiàn)自旋極化.由于表面波的能量隨著穿透深度的增大而指數(shù)衰減,因此機(jī)械變形就會(huì)在深度方向形成梯度分布.這樣誘導(dǎo)的電子自旋積累也會(huì)存在梯度,不同自旋極化方向的電子向相反的方向擴(kuò)散,進(jìn)而產(chǎn)生面外方向(z方向)流動(dòng)的純自旋流,如圖2(d)所示.

旋磁耦合(gyromagnetic coupling)跟上述自旋-旋轉(zhuǎn)耦合具有相似的內(nèi)在機(jī)理,都是基于廣義的角動(dòng)量守恒.在方程(5)的能量表示中,與塞曼效應(yīng)類比,自旋-旋轉(zhuǎn)耦合可視作電子自旋與大小為Ω/γ的有效磁場(chǎng)之間的塞曼耦合,其中γ為電子的旋磁比.這個(gè)機(jī)械旋轉(zhuǎn)誘導(dǎo)的磁場(chǎng)稱作巴爾特場(chǎng)(Barnett field),其平行于旋轉(zhuǎn)角動(dòng)量的方向,可通過提高旋轉(zhuǎn)角速度來增強(qiáng),如圖2(e)所示.在磁性材料中,巴爾特場(chǎng)可與磁矩發(fā)生耦合,產(chǎn)生等效力矩來驅(qū)動(dòng)磁矩發(fā)生進(jìn)動(dòng).另外基于角動(dòng)量守恒,質(zhì)點(diǎn)旋轉(zhuǎn)所攜帶的機(jī)械角動(dòng)量還可直接與磁性材料中磁矩的角動(dòng)量發(fā)生耦合.通過把聲子的角動(dòng)量轉(zhuǎn)移給磁矩,可以操控面內(nèi)磁矩的方向并引起SAW 的非互易傳播[47].

最后討論一種更微觀的耦合機(jī)制,磁子-聲子耦合(magnon-phonon coupling).聲波在傳播過程中會(huì)引起晶格振動(dòng),在微觀上對(duì)應(yīng)的準(zhǔn)粒子為聲子.聲波的頻率由聲速和IDT 尺寸(SAW)或壓電層厚度(BAW)決定,可激發(fā)頻率在微波頻段(～GHz)的相干聲子.自旋波是磁性材料中磁矩的集體進(jìn)動(dòng),對(duì)應(yīng)的準(zhǔn)粒子為磁子,其中偶極自旋波的波長(zhǎng)通常在微米量級(jí),頻率在GHz 頻段,與聲子的波長(zhǎng)和頻率可比擬,有望實(shí)現(xiàn)耦合.描述波的性質(zhì)最重要的是色散關(guān)系,即頻率ω 和波矢k的關(guān)系ω(k),如圖2(f)所示.其中聲子譜具有線形色散,滿足ωp=vk,v是聲子的聲速.而自旋波的色散依賴于外磁場(chǎng)的大小和方向,當(dāng)外加磁場(chǎng)合適時(shí),有機(jī)會(huì)與聲子譜相交.在它們的交點(diǎn)處,由于能量和動(dòng)量守恒,它們的耦合得到增強(qiáng),進(jìn)而形成雜化的磁聲模式.當(dāng)耦合很強(qiáng)時(shí)交點(diǎn)處的色散關(guān)系會(huì)劈裂開,形成反交叉的狀態(tài),這個(gè)雜化模式又叫磁聲極化子(magnetophonon polaron),也是一種準(zhǔn)粒子[48].強(qiáng)耦合物理開辟了形成新型雜化準(zhǔn)粒子的可能性[49],在相干信息處理領(lǐng)域非常重要.實(shí)現(xiàn)強(qiáng)磁子-聲子耦合要求體系具有比磁子和聲子的能量損失都大的磁聲耦合能,這有望通過使用高Q值的聲學(xué)諧振腔(制備反射柵)和低阻尼因子的磁性材料(如釔鐵石榴石)來實(shí)現(xiàn),這也是磁聲耦合領(lǐng)域一個(gè)新興的研究方向[50,51].

3 聲控磁性和自旋

基于上述磁聲耦合機(jī)制,通過聲波攜帶的應(yīng)變等各種特性去操控磁性和自旋現(xiàn)象推動(dòng)了大量的研究進(jìn)展,這些研究的最終目標(biāo)是追求新型、超快、高度集成、節(jié)能的自旋電子學(xué)和磁存儲(chǔ)器件等方面的應(yīng)用.

3.1 聲波驅(qū)動(dòng)的磁化動(dòng)力學(xué)

Kittel[53]最早于1958 年描述了晶格振動(dòng)(聲子)和自旋波(磁子)之間的耦合,自旋波可被GHz頻段的聲波共振激發(fā).隨著IDT 技術(shù)(SAW)和超薄壓電薄膜生長(zhǎng)(BAW)的發(fā)展,研究GHz 頻段聲波對(duì)磁化動(dòng)力學(xué)的共振激發(fā)成為可能.Weiler等[1]首次在2011 年報(bào)道了GHz 頻率的SAW 在鎳膜中成功激發(fā)了鐵磁共振(ferromagnetic resonance,FMR).當(dāng)外加磁場(chǎng)與SAW 傳播方向的夾角為45°且磁場(chǎng)的大小達(dá)到共振場(chǎng)時(shí),SAW 驅(qū)動(dòng)的FMR 強(qiáng)度最大.此時(shí)SAW 的能量被鎳膜共振吸收,由網(wǎng)絡(luò)分析儀測(cè)得的SAW 透射參數(shù)S21最小,如圖3(a)所示.FMR 強(qiáng)度的角度依賴性可通過分析應(yīng)變產(chǎn)生的有效磁場(chǎng)來理解.通過對(duì)方程(1)的磁彈耦合能求差分,可以得到磁彈耦合貢獻(xiàn)的有效磁場(chǎng)hme=-δEme/(μ0MSδm),其中μ0和MS分別為真空磁導(dǎo)率和飽和磁化強(qiáng)度.只有垂直于磁矩方向的hme才能產(chǎn)生有效力矩驅(qū)動(dòng)磁矩進(jìn)動(dòng),因此可將hme投影到垂直于m的方向,分解為面內(nèi)(hIP)和面外(hOOP)的有效驅(qū)動(dòng)場(chǎng).當(dāng)磁矩位于面內(nèi)且聲波為沿著x軸傳播的瑞利波時(shí),磁彈耦合有效場(chǎng)可以被簡(jiǎn)化為

圖3 聲波驅(qū)動(dòng)的磁化動(dòng)力學(xué) (a) 驅(qū)動(dòng)原理,磁場(chǎng)角度和聲波頻率依賴性[1];(b) 聲波模式依賴性[6,7];(c) 旋磁耦合和磁彈耦合驅(qū)動(dòng)的對(duì)比[8]Fig.3.Magnetization dynamics driven by acoustic waves:(a) Driven mechanism,field angle and SWA frequency dependences[1];(b) SAW mode dependence[6,7];(c) comparison between gyromagnetic coupling and magneto-elastic coupling[8].

其中φ為磁矩(或外磁場(chǎng))與x軸的夾角.通常SAW引起的應(yīng)變幅值為10-6的量級(jí),鎳薄膜單位飽和磁化下的磁彈耦合常數(shù)為25 T,可估算出磁彈耦合有效場(chǎng)的典型數(shù)值為50 μT[48].另外由方程(6)不難發(fā)現(xiàn)面內(nèi)分量hIP正比于縱應(yīng)變?chǔ)舩x,且隨角度具有4 次對(duì)稱性,在φ=(2n+1)π/4 時(shí)幅值達(dá)到最大(n為整數(shù)).εxx在瑞利波中是起主導(dǎo)作用的應(yīng)變,因此驅(qū)動(dòng)的FMR 強(qiáng)度在面內(nèi)也具有4 次對(duì)稱性,如圖3(a)右側(cè)所示.當(dāng)εxx和εxz共存時(shí),會(huì)出現(xiàn)非互易的FMR 強(qiáng)度,引起聲波的非互易傳播,將在4.1 節(jié)詳細(xì)討論.最近縱漏波(longitudinal leaky SAW)也被報(bào)道用來激發(fā)FMR.縱漏波中εxx同樣是起主導(dǎo)作用的應(yīng)變,與瑞利波類似,因此驅(qū)動(dòng)的FMR 同樣在面內(nèi)具有4 次對(duì)稱性.縱漏波的相速度約為瑞利波的2 倍,具有更高的中心頻率[5].

在另一種常見的SAW——水平剪切波(勒夫波)中,切應(yīng)變?chǔ)舩y起主導(dǎo)作用,磁彈有效場(chǎng)正比于εxycos(2φ),同樣在面內(nèi)具有4 次對(duì)稱性,但在φ=nπ/2 處幅值最大.這兩種不同的4 次對(duì)稱性已經(jīng)在實(shí)驗(yàn)上被觀測(cè)到[6,7],如圖3(b)所示.上述磁彈耦合產(chǎn)生的有效場(chǎng)依賴于磁矩取向和聲波模式,這些正是聲波驅(qū)動(dòng)的磁化動(dòng)力學(xué)的重要特征.這些特征在傳統(tǒng)的FMR 中不存在,相同大小的微波磁場(chǎng)始終施加在垂直于磁矩的方向,激發(fā)的FMR 強(qiáng)度與磁矩取向無關(guān)[1,48].除了磁彈耦合,SAW 也能通過旋磁耦合激發(fā)磁化動(dòng)力學(xué),并表現(xiàn)出不同的角度和頻率依賴性[8].對(duì)于沿x方向傳播的SAW,如圖3(c)所示,其通過旋磁耦合可產(chǎn)生巴爾特場(chǎng)hB,作用在磁矩上的有效場(chǎng)為hBcosφ,因此該有效場(chǎng)驅(qū)動(dòng)的磁化動(dòng)力學(xué)在面內(nèi)具有2 次對(duì)稱性,在φ=nπ 時(shí)最強(qiáng)(n為整數(shù)).實(shí)驗(yàn)上,在Ni19Fe81合金(NiFe,b1=b2～0 MJ/m3)中,磁彈耦合可忽略,FMR 的強(qiáng)度在φ=0°達(dá)到最大,且隨著φ的增大而逐漸減小;但在磁彈耦合主導(dǎo)的Ni 里面,FMR 的強(qiáng)度隨著φ的增大而增大,并在φ=2π/9 處達(dá)到最大,然后隨著φ的增大而變小.共振最強(qiáng)的角度(2π/9)略小于π/4,來自于不同方向磁彈耦合場(chǎng)的疊加.另外不同方向磁彈場(chǎng)的疊加還會(huì)導(dǎo)致FMR 的強(qiáng)度在正負(fù)磁場(chǎng)下不一樣,即出現(xiàn)非互易性;但巴爾特場(chǎng)驅(qū)動(dòng)的FMR 不具有非互易性.NiFe 和Ni 中的FMR還具有不同的聲波頻率依賴性,可用于區(qū)分SAW產(chǎn)生的不同的驅(qū)動(dòng)機(jī)制.

總之SAW 不僅提供了一種共振激發(fā)FMR 的全新手段,還能對(duì)磁性材料的磁化動(dòng)力學(xué)性質(zhì)進(jìn)行研究,例如阻尼行為.然而從SAW 驅(qū)動(dòng)的FMR中提取的有效阻尼因子一般比諧振腔FMR 給出的結(jié)果高出1 個(gè)數(shù)量級(jí)[54],主要來源于一些非Gilbert 類型的線寬展寬機(jī)制,包括雙磁子散射過程[55]、不均勻的聲波驅(qū)動(dòng)場(chǎng)(SAW 波長(zhǎng)小于樣品尺寸)[56]、不可分辨的自旋波駐波模式等[57].

除了上述電學(xué)方法可用來激發(fā)、探測(cè)聲學(xué)FMR 和評(píng)估阻尼之外,一些光學(xué)方法也可通過聲布拉格反射鏡[58]、金屬薄膜[59]、瞬態(tài)光柵[60]、周期性的圖案化納米結(jié)構(gòu)[61]、壓電基片[62]上的光學(xué)激發(fā)來產(chǎn)生聲波.光學(xué)激發(fā)的聲波頻率能提升到THz頻段[63],而通常采用的IDT 受限于微納加工的極限,最高只能激發(fā)幾GHz 的聲波.而且光學(xué)激發(fā)可以產(chǎn)生更大的應(yīng)變.光學(xué)方法同樣可以進(jìn)行探測(cè),通過測(cè)量時(shí)間分辨的Kerr 旋轉(zhuǎn)或Faraday 旋轉(zhuǎn),并對(duì)時(shí)域譜進(jìn)行傅里葉變換來表征聲學(xué)FMR 和提取阻尼因子等本征參數(shù)[9],如圖4(a)所示.NV 色心也是一種有效的聲學(xué)FMR 探測(cè)手段(圖4(b)).由于SAW 在磁性材料里誘導(dǎo)的有效磁場(chǎng)是非常局域的,可產(chǎn)生高度局域的NV-磁子相互作用,進(jìn)而實(shí)現(xiàn)NV 色心的高效激發(fā)[10].

圖4 聲波驅(qū)動(dòng)磁化動(dòng)力學(xué)的探測(cè)手段 (a) 磁光方法和阻尼因子表征[9];(b) NV 色心[10];(c) 布里淵光散射[11];(d) X 射線磁圓二色性譜-光發(fā)射電子顯微鏡[12];(e) 基于各向異性磁電阻整流效應(yīng)的直流電學(xué)探測(cè)[13]Fig.4.Detection of SAW-driven magnetization dynamics:(a) Magneto-optic method and characterization of damping factor[9];(b) NV center[10];(c) microfocused Brillouin light scattering[11];(d) X-ray magnetic circular dichroism-photoemission electron microscopy[12];(e) direct current electrical detection by anisotropic magnetoresistance rectification effect[13].

上述電學(xué)和光學(xué)手段都是比較間接地去表征SAW 驅(qū)動(dòng)的磁化動(dòng)力學(xué),近年來對(duì)磁彈耦合的直接成像也取得了一些進(jìn)展,包括微聚焦布里淵光散射(microfocused Brillouin light scattering,μ-BLS)和X 射線磁圓二色性譜-光發(fā)射電子顯微鏡(X-ray magnetic circular dichroism-photoemission electron microscopy,XMCD-PEEM),這對(duì)直觀理解磁彈耦合的動(dòng)力學(xué)響應(yīng)以及量化空間傳播參數(shù)非常重要.BLS 是研究磁子的有效手段,具有高的空間和頻率分辨率及出色的靈敏度[64].在LiNbO3/Ni 體系中,BLS 在Ni 薄膜和IDT 上都觀測(cè)到了空間上波的激發(fā)模式,它們的波長(zhǎng)相同,表明Ni 膜中存在SAW 驅(qū)動(dòng)的磁化激發(fā).在圖4(c)中,BLS 提供了通過磁彈耦合對(duì)SAW 聲子進(jìn)行磁場(chǎng)調(diào)制的直接圖像[11].

XMCD-PEEM 技術(shù)可以同時(shí)提供高時(shí)空分辨率的SAW 應(yīng)變場(chǎng)和局域磁化的微觀成像,PEEM表征SAW 的電學(xué)襯度,XMCD 表征磁矩的磁襯度,可直觀觀察到磁彈耦合的動(dòng)態(tài)響應(yīng)[12,65].PEEM和XMCD 得到的圖像可與SAW 同步變化,從而建立起局域磁化強(qiáng)度和應(yīng)變場(chǎng)之間的關(guān)系.在圖4(d)中,觀察到SAW 在長(zhǎng)達(dá)毫米的距離內(nèi)引發(fā)大角度進(jìn)動(dòng)的磁聲波[12].XMCD 信號(hào)在Ni 薄膜中顯示出明顯的自旋波激發(fā)襯度,PEEM 信號(hào)在LiNbO3基片上顯示出明顯的彈性應(yīng)變波激發(fā)襯度.對(duì)比上述兩種直接成像技術(shù),BLS 為聲波激發(fā)的磁化動(dòng)力學(xué)提供了一種方便的探測(cè)手段,而XMCD-PEEM提供了一種強(qiáng)大的納米成像工具.X 射線的短波長(zhǎng)使其能夠?qū)崿F(xiàn)100 nm 以下的空間分辨率,這優(yōu)于受光學(xué)波長(zhǎng)限制的BLS 的分辨率.BLS 的另一優(yōu)點(diǎn)是其光譜功能,能夠以精細(xì)的步長(zhǎng)進(jìn)行寬頻帶激發(fā)和探測(cè),而XMCD-PEEM 則需要在同步輻射的多個(gè)頻率下進(jìn)行.

上述探測(cè)手段都有各自的特點(diǎn)和優(yōu)勢(shì),但從實(shí)際應(yīng)用的角度來看,這些方法都需要復(fù)雜的分析過程和成本高昂的設(shè)備,這嚴(yán)重阻礙了其廣泛應(yīng)用,并且與現(xiàn)代微電子工藝不兼容.最近通過將磁性探測(cè)條與SAW 延遲線集成,實(shí)現(xiàn)了基于電學(xué)整流的SAW 驅(qū)動(dòng)FMR 的直流電檢測(cè),如圖4(e)所示[13].該工作開發(fā)出一套定量描述SAW 驅(qū)動(dòng)FMR 產(chǎn)生整流電壓的模型,通過分析整流電壓提取對(duì)稱和反對(duì)稱線型,可直接表征和計(jì)算磁彈有效場(chǎng).這種直流電檢測(cè)手段表現(xiàn)出更好的器件集成兼容性和更低的成本.另外獲得了較大的非互易整流電壓(正負(fù)磁場(chǎng)下的電壓幅值不對(duì)稱),這歸因于面內(nèi)和面外磁彈場(chǎng)的共存.磁彈場(chǎng)的大小可通過控制磁性薄膜內(nèi)的縱向應(yīng)變和剪切應(yīng)變來大幅調(diào)節(jié),以實(shí)現(xiàn)幾乎100%的非互易整流信號(hào).這個(gè)發(fā)現(xiàn)為可設(shè)計(jì)的磁聲耦合器件及其簡(jiǎn)便的信號(hào)讀出提供了獨(dú)特的機(jī)會(huì).

3.2 聲波輔助的磁化翻轉(zhuǎn)

SAW 由于其長(zhǎng)程傳輸?shù)奶匦?毫米量級(jí)),有望非局域地操控磁性,這將使得器件設(shè)計(jì)靈活、結(jié)構(gòu)簡(jiǎn)單、易于集成.已有研究表明SAW 可以局域地降低磁性材料的矯頑力,進(jìn)而可使用更小的外磁場(chǎng)來翻轉(zhuǎn)磁矩.圖5(a)展示了用SAW 輔助翻轉(zhuǎn)磁矩的器件示意圖[66],Co 的納米線陣列生長(zhǎng)在一對(duì)IDT 之間,納米線的磁易軸沿著y方向,SAW沿x軸傳播.SAW 在傳播過程中通過磁彈能來調(diào)控體系的能量.如果磁彈能為負(fù),其將降低磁矩沿難軸排列的能量,這有利于磁矩從易軸翻轉(zhuǎn)到難軸.實(shí)驗(yàn)上可通過磁光克爾效應(yīng)(magneto-optical Kerr effect,MOKE)來觀察SAW 誘導(dǎo)的Co 納米線陣列的磁化翻轉(zhuǎn)[14],如圖5(b)所示,進(jìn)而在磁性薄膜表面形成具有空間周期性的磁化圖案,該圖案的尺寸可通過外加的磁場(chǎng)和聲波的激發(fā)功率來進(jìn)行調(diào)控.SAW 的激發(fā)頻率為158 MHz,遠(yuǎn)離鐵磁共振的激發(fā)頻率,是SAW 與磁矩非共振耦合的結(jié)果.通過將SAW(波長(zhǎng)20 μm)用弧形IDT 聚焦到一個(gè)點(diǎn),在磁性薄膜中成功翻轉(zhuǎn)了3 μm 區(qū)域的磁矩,如圖5(c)所示[14].使用更短波長(zhǎng)的SAW 可以進(jìn)一步限制所操控區(qū)域的大小.采用光學(xué)激發(fā),最小可以操控直徑為75 nm 的磁性納米點(diǎn)[61].通過優(yōu)化IDT 設(shè)計(jì),使用全息IDT 代替圓弧形的IDT,可以進(jìn)一步集中聲波的能量[67].使用這些新型的IDT 設(shè)計(jì)有望精準(zhǔn)操控磁矩,克服SAW 不能精確控制的劣勢(shì),提高器件的集成密度.基于這些進(jìn)展,可開發(fā)一種全新的磁記錄方法,通過增大聲波功率來顯著減小寫入電流[68].進(jìn)一步的研究表明,SAW引起的矯頑力減小歸因于SAW 瞬時(shí)地降低了形核勢(shì)壘,從而有助于磁疇的形核[69].在(Ga,Mn)(As,P)稀磁半導(dǎo)體中,SAW 導(dǎo)致的矯頑力減小更加顯著,幅度高達(dá)60%[15].與磁性金屬相比,磁性半導(dǎo)體具有更小的磁各向異性和更弱的交換常數(shù),因此磁疇形核所需的能量更小.SAW 誘導(dǎo)的全聲學(xué)磁化翻轉(zhuǎn)已經(jīng)在沒有外磁場(chǎng)的輔助下得到了實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證[16].通過設(shè)計(jì)(Ga,Mn)As 稀磁半導(dǎo)體的進(jìn)動(dòng)頻率來匹配零磁場(chǎng)下的聲波頻率,然后用30 個(gè)連續(xù)的聲波脈沖實(shí)現(xiàn)了兩種磁化狀態(tài)之間的翻轉(zhuǎn),如圖5(d)所示.

自旋轉(zhuǎn)移力矩(spin transfer torque,STT)技術(shù)已經(jīng)作為一種流行的數(shù)據(jù)寫入手段,應(yīng)用于磁隨機(jī)存儲(chǔ)器(magnetoresistive random access memory,MRAM)中.STT-MRAM 里的存儲(chǔ)信息被編碼到納米級(jí)的磁性隧道結(jié)(magnetic tunnel junctions,MTJ)中,其中電荷流穿過MTJ 中的硬磁層以極化電子的自旋,然后該自旋極化的電流在MTJ 的軟磁層上施加力矩并使其磁化翻轉(zhuǎn).盡管STT 具有全電學(xué)讀寫的優(yōu)勢(shì),但該電流驅(qū)動(dòng)特性也使得基于STT 的MTJ 器件的單比特寫入功耗比CMOS 存儲(chǔ)器件高得多[70],這限制了純電學(xué)STT 寫入器件的廣泛應(yīng)用.SAW 輔助的磁化翻轉(zhuǎn)為STT-MRAM 原型器件的開發(fā)提供了新的思路,已經(jīng)在理論上進(jìn)行了探索,并被證明是克服STT中大寫入電流的潛在途徑[18],器件結(jié)構(gòu)和寫入機(jī)制如圖5(e)所示.SAW 首先在自由層中誘導(dǎo)出非相干的大角度磁矩進(jìn)動(dòng),然后施加自旋極化的電流去選擇性地將磁矩翻轉(zhuǎn)到所需狀態(tài),從而降低MTJ 的寫入電流密度.在面內(nèi)[71]和面外[72]兩種構(gòu)型的MTJ 中,SAW 的輔助都可以使STT-MRAM的能量消耗減小1 個(gè)量級(jí).盡管理論研究取得了有吸引力的進(jìn)展,但SAW 輔助STT 翻轉(zhuǎn)的確定性實(shí)驗(yàn)證據(jù)似乎仍然缺失.雖然有工作觀察到SAW能驅(qū)動(dòng)MTJ 中自由層的磁矩進(jìn)動(dòng),進(jìn)動(dòng)幅度可以分別通過兩個(gè)延時(shí)聲脈沖的相長(zhǎng)和相消干涉來實(shí)現(xiàn)增強(qiáng)和減弱[73].另外實(shí)驗(yàn)上也在具有垂直磁各向異性的[Co/Pd]n多層膜中實(shí)現(xiàn)了極高頻率(～60 GHz)的磁彈耦合[74].基于這些實(shí)驗(yàn)結(jié)果,開發(fā)低功耗的SAW 輔助STT 翻轉(zhuǎn)器件極具吸引力.

電流誘導(dǎo)的自旋軌道力矩(spin orbit torque,SOT)也是一種翻轉(zhuǎn)磁化狀態(tài)的有效手段[75].基本原理是通過重金屬中的自旋霍爾效應(yīng)或鐵磁/重金屬界面處的Rashba 效應(yīng),將施加的電荷流轉(zhuǎn)化為自旋流,從而對(duì)磁性層施加有效力矩并驅(qū)動(dòng)其翻轉(zhuǎn).然而較高的寫入電流限制了SOT 在磁存儲(chǔ)技術(shù)中的廣泛應(yīng)用,使用SAW 輔助是一種有前景的方法.器件結(jié)構(gòu)如圖5(f)所示[17],實(shí)驗(yàn)表明SAW 能降低具有垂直磁各向異性的Pt/Co/Ta 異質(zhì)結(jié)中的臨界翻轉(zhuǎn)電流密度Jc,從2.9×106A/cm2減小到2.4×106A/cm2.二次諧波測(cè)試表明SOT 產(chǎn)生的類阻尼力矩在有或沒有SAW 的情況下幾乎相同,表明Jc的降低并非源自于SOT 的增強(qiáng),但是SAW 的作用下電流驅(qū)動(dòng)的疇壁運(yùn)動(dòng)速度能提高2 倍,最高可達(dá)150 mm/s.理論分析表明Jc的降低來自于SAW 引入的磁彈耦合能周期性地降低磁疇的形核勢(shì)壘,提高了平均的形核概率,展示了SAW 輔助SOT 翻轉(zhuǎn)在低功耗磁存儲(chǔ)器件中的應(yīng)用潛力.

3.3 聲波輔助的磁織構(gòu)產(chǎn)生及運(yùn)動(dòng)

磁疇壁(domain wall,DW)和多疇結(jié)構(gòu)是磁性材料內(nèi)部為了降低退磁能而出現(xiàn)的,操控磁疇壁運(yùn)動(dòng)極具應(yīng)用前景,包括疇壁邏輯器件[76]和賽道存儲(chǔ)器[77].DW 通常用磁場(chǎng)、STT 和SOT 來驅(qū)動(dòng)[78-80],此類研究的限制之一在于驅(qū)動(dòng)需要大的磁場(chǎng)或高的電流密度.低功耗和可靠的疇壁運(yùn)動(dòng)是人們長(zhǎng)期追求的目標(biāo),其中部分進(jìn)展是用SAW 來驅(qū)動(dòng)的.首先進(jìn)行的是理論上的探索,對(duì)DW 與SAW 相互作用進(jìn)行有限元微磁學(xué)模擬[19],如圖6(a)所示.兩個(gè)相對(duì)傳播的SAW 形成駐波,并與磁性Fe70Ga18B12納米線相互作用.納米線具有面內(nèi)易軸,磁疇頭對(duì)頭作為初始磁化狀態(tài).在模擬中,DW的初始位置放在遠(yuǎn)離駐波波腹的位置,經(jīng)過一段時(shí)間演化后,DW 會(huì)迅速移動(dòng)到最近的波腹位置,主要的應(yīng)變貢獻(xiàn)來自于瑞利波中最大的εxx.為了進(jìn)一步有效驅(qū)動(dòng)DW 運(yùn)動(dòng),還可以利用Doppler 效應(yīng),將一端SAW 的頻率提高Δf.這樣可以激發(fā)具有漂移速度的行駐波,其漂移速度ν=vSAWΔf/f,其中vSAW是基片的SAW 速度,f是SAW 的頻率(4.23 GHz).使用行駐波驅(qū)動(dòng)DW,其運(yùn)動(dòng)的速度上限可達(dá)50 m/s,對(duì)應(yīng)于DW 運(yùn)動(dòng)到波腹的速度.一維半解析模型表明SAW 的主要作用是驅(qū)動(dòng)疇壁處的磁化振蕩,進(jìn)而通過退磁場(chǎng)驅(qū)動(dòng)疇壁位置發(fā)生振蕩,而不是直接平移疇壁[81].

圖6 聲波驅(qū)動(dòng)的疇壁運(yùn)動(dòng) (a) 微磁學(xué)模擬SAW 在納米線中驅(qū)動(dòng)疇壁運(yùn)動(dòng)[19];(b) Co/Pt 多層膜中的實(shí)驗(yàn)結(jié)果[20];(c) 熱效應(yīng)和磁彈耦合對(duì)疇壁運(yùn)動(dòng)貢獻(xiàn)的區(qū)分[21]Fig.6.SAW-driven magnetic domain wall motion:(a) SAW-driven domain wall motion in magnetic nanowires by micromagnetic simulations[19];(b) experiments in Co/Pt multilayers[20];(c) separation of heating and magnetoelastic coupling effects in SAW-driven domain wall motion[21].

隨后有了實(shí)驗(yàn)上的跟進(jìn),在多層薄膜[20,82]和納米條[83]中觀察到了SAW 輔助的疇壁運(yùn)動(dòng).在具有垂直磁各向異性的Co/Pt 多層膜中,使用中心頻率為96.6 MHz 的SAW,從而避免出現(xiàn)自旋波共振激發(fā)和相干磁化進(jìn)動(dòng)等復(fù)雜情況[20].如圖6(b)所示,與只施加磁場(chǎng)相比,同時(shí)施加SAW和磁場(chǎng)可使DW 的運(yùn)動(dòng)速度通過駐波的作用提高1 個(gè)數(shù)量級(jí).SAW 驅(qū)動(dòng)的DW 傾向于遠(yuǎn)離駐波的波節(jié)并向波腹移動(dòng),最終被釘扎在駐波波腹的位置,這使得SAW 對(duì)DW 的操控比磁場(chǎng)和電流更加精確.另一關(guān)鍵發(fā)現(xiàn)是波節(jié)和波腹位置的DW運(yùn)動(dòng)速度出現(xiàn)周期性減小,但在之前的模擬研究中DW 只會(huì)在波腹位置出現(xiàn)[19],這與DW 運(yùn)動(dòng)的釘扎位置和勢(shì)壘有關(guān).另外用SAW 驅(qū)動(dòng)疇壁運(yùn)動(dòng)還需注意熱效應(yīng)的影響,SAW 器件由于電極的歐姆損耗、插入損耗等原因?qū)е碌妮斎牍β屎纳?huì)產(chǎn)生較大的熱效應(yīng),在高頻下尤其顯著[84].最近熱效應(yīng)和磁彈耦合對(duì)疇壁運(yùn)動(dòng)的影響得到了有效區(qū)分[21].如圖6(c)所示,施加SAW(48 MHz,21 dBm)將會(huì)使其傳播路徑上的溫度升高約10 K.單獨(dú)通過加熱使器件溫度升高10 K 后,Pt/Co/Ta薄膜中的DW 運(yùn)動(dòng)速度從(33 ± 3) μm/s 提高至(104 ± 8) μm/s.施加SAW 的行波可使速度提高至(116 ± 3) μm/s,比溫度單獨(dú)的作用略高,表明熱效應(yīng)在驅(qū)動(dòng)DW 運(yùn)動(dòng)方面起主要作用.但施加SAW 的駐波可使DW 的運(yùn)動(dòng)速度顯著提升,達(dá)到(418 ± 8) μm/s,表明此時(shí)磁彈耦合比熱效應(yīng)的貢獻(xiàn)更加顯著.以后還需要進(jìn)一步的實(shí)驗(yàn)工作來優(yōu)化材料性能和器件設(shè)計(jì),以便使SAW 驅(qū)動(dòng)的DW 具有可與其他方法競(jìng)爭(zhēng)的驅(qū)動(dòng)速度.

與磁疇類似,磁性斯格明子(skyrmion)也是磁性材料中的一類磁織構(gòu),但區(qū)別在于斯格明子具有拓?fù)浞瞧接沟膶傩?一般出現(xiàn)在空間反演對(duì)稱性破缺的磁性體系中[85].斯格明子的尺寸可以小至幾納米,類似于一個(gè)“準(zhǔn)粒子”,可以被產(chǎn)生、移動(dòng)和湮滅,有望應(yīng)用于新一代信息存儲(chǔ)和邏輯技術(shù)[85],例如斯格明子賽道存儲(chǔ)器[86,87]和基于斯格明子的自旋邏輯器件[88],這些應(yīng)用的前提都是斯格明子能以低功耗的方式被產(chǎn)生和驅(qū)動(dòng).電流可以促進(jìn)斯格明子的產(chǎn)生并驅(qū)動(dòng)其運(yùn)動(dòng),但通常需要較高的電流密度.為了解決電流的發(fā)熱問題,電場(chǎng)[89,90]和熱梯度[91]也被用來產(chǎn)生和操控斯格明子.近年來SAW 也被實(shí)驗(yàn)上證明可以在不對(duì)稱的Pt/Co/Ir多層膜中促進(jìn)斯格明子的形成,如圖7(a)所示[22].伴隨著SAW 的激發(fā),薄膜中會(huì)大面積出現(xiàn)斯格明子,并一直保持到SAW 撤掉以后.當(dāng)SAW 的功率高于閾值時(shí),斯格明子的形核密度依賴于SAW的功率.微磁學(xué)模擬表明SAW 通過磁彈耦合產(chǎn)生的非均勻有效力矩和熱擾動(dòng)局域地翻轉(zhuǎn)了磁矩,形成一對(duì)由Néel 型斯格明子和反斯格明子組成的磁構(gòu)型,隨后反斯格明子由于其能量不穩(wěn)定而湮滅,如圖7(b)所示.此外實(shí)驗(yàn)和模擬均表明,非均勻有效力矩的作用范圍由SAW 的波長(zhǎng)決定,當(dāng)該作用范圍與斯格明子的尺寸相當(dāng)時(shí),斯格明子的產(chǎn)生效率最高.實(shí)驗(yàn)中斯格明子的尺寸相對(duì)較大,在3—6 μm 的范圍內(nèi).為了實(shí)際應(yīng)用,需要尺寸在10 nm范圍的斯格明子,因此需要進(jìn)一步減小SAW 的波長(zhǎng).此外SAW 沒有驅(qū)動(dòng)斯格明子運(yùn)動(dòng),這可能來自于Pt/Co/Ir 多層膜中大的釘扎.還有實(shí)驗(yàn)工作使用光學(xué)方法來激發(fā)SAW,這有助于實(shí)現(xiàn)SAW驅(qū)動(dòng)的斯格明子運(yùn)動(dòng)[92,93],尤其是將SAW 聚焦到～100 nm 的技術(shù)有望實(shí)現(xiàn)單個(gè)斯格明子運(yùn)動(dòng)的聲學(xué)操控[61].上述研究展示了通過SAW 可控地產(chǎn)生斯格明子的潛力.

圖7 聲波驅(qū)動(dòng)的斯格明子產(chǎn)生及運(yùn)動(dòng) (a),(b) SAW 輔助的斯格明子產(chǎn)生[22];(c)—(f) SAW 誘導(dǎo)的斯格明子有序產(chǎn)生和運(yùn)動(dòng),以及鐵磁體中斯格明子霍爾效應(yīng)的抑制[23]Fig.7.SAW-driven magnetic skyrmion creation and motion:(a),(b) SAW-driven magnetic skyrmion creation[22];(c)-(f) ordered creation and motion of skyrmions with SAW,and suppression of skyrmion Hall effect in ferromagnets[23].

SAW 除了可以用來產(chǎn)生斯格明子,最近也報(bào)道了SAW 可以用來調(diào)控斯格明子的運(yùn)動(dòng)[23].通過將具有一定面外磁各向異性的Co/Pd 多層膜嵌入到SAW 延遲線中,然后施加交變電壓激發(fā)縱漏波,如圖7(c)所示.縱漏波的激發(fā)相比于常規(guī)的瑞利波具有更顯著的熱效應(yīng),有利于斯格明子的產(chǎn)生,同時(shí)也能產(chǎn)生較大的應(yīng)變.在縱漏波的作用下,觀察到磁疇沿著垂直于聲波的傳播方向形核.通過調(diào)節(jié)外磁場(chǎng),磁疇逐漸演化為較密的迷宮疇,并在面外磁場(chǎng)和熱的共同作用下分裂為單個(gè)的磁性斯格明子,磁結(jié)構(gòu)隨磁場(chǎng)變化的相圖如圖7(d)所示.這些斯格明子沿著垂直于聲波的傳播方向有序排列且保持穩(wěn)定(圖7(e)),即在實(shí)驗(yàn)上實(shí)現(xiàn)了斯格明子的有序產(chǎn)生,這來源于SAW 作用下體系能量的重新分布.在電流驅(qū)動(dòng)斯格明子運(yùn)動(dòng)的實(shí)驗(yàn)中,縱漏波的加入有效抑制了斯格明子霍爾效應(yīng)所引起的斯格明子橫向偏移(圖7(f)),斯格明子霍爾角降低了80%.另外SAW 的駐波對(duì)斯格明子霍爾效應(yīng)的有效抑制作用也在理論上得到了證實(shí)[94].上述工作為操控斯格明子,尤其是抑制斯格明子霍爾效應(yīng)的產(chǎn)生,提供了一種全新的手段,有望驅(qū)動(dòng)基于斯格明子的信息器件的新進(jìn)展.

3.4 聲波產(chǎn)生自旋流

自旋流的產(chǎn)生是自旋電子學(xué)應(yīng)用所需的基本技術(shù)之一,可以通過多種方式來實(shí)現(xiàn).自旋泵浦是在FMR 條件下產(chǎn)生自旋流的有效途徑,自旋流被進(jìn)動(dòng)的磁矩從鐵磁層泵浦到非磁層中[95].如3.1 節(jié)所述,鐵磁層的磁矩進(jìn)動(dòng)可以被聲波激發(fā),有望實(shí)現(xiàn)自旋流的聲學(xué)產(chǎn)生[96],然后再通過自旋霍爾材料或Rashba 界面來進(jìn)行探測(cè).實(shí)驗(yàn)上已經(jīng)在Co/Pt雙層膜中得到了證實(shí)[24],器件構(gòu)型如圖8(a)所示.SAW 傳播到Co/Pt 雙層膜后驅(qū)動(dòng)Co 層發(fā)生FMR,Co 層進(jìn)而向臨近的Pt 層泵浦自旋流Js.注入到Pt 層中的自旋流可通過逆自旋霍爾效應(yīng)轉(zhuǎn)換為電荷流來進(jìn)行探測(cè).在圖8(b)中,輸入端IDT 還同時(shí)激發(fā)了電磁波(electromagnetic wave,EMW),該EMW 可以在時(shí)域上與SAW 區(qū)分開來.當(dāng)外磁場(chǎng)調(diào)節(jié)到共振場(chǎng)(±4 mT)時(shí),SAW 的透射功率ΔPIDT顯著減小,衰減的SAW 功率被FMR 共振吸收.在FMR 條件下,磁場(chǎng)方向反向后ΔVDC的符號(hào)發(fā)生變化,這是典型的逆自旋霍爾效應(yīng)特征.實(shí)驗(yàn)上在Ni/Cu(Ag)/Bi2O3體系中同樣可以產(chǎn)生聲自旋泵浦效應(yīng)[25],其中產(chǎn)生的自旋流通過逆Edelstein 效應(yīng)轉(zhuǎn)化為電荷流,這來源于兩層非磁界面處的空間反演破缺.進(jìn)一步的研究表明聲波驅(qū)動(dòng)FMR 產(chǎn)生的自旋流密度的大小與普通FMR 產(chǎn)生的相當(dāng)[97].此外磁性絕緣體/重金屬(YIG/Pt)體系也在遠(yuǎn)低于FMR 的頻率下(＜ 11 MHz)觀察到了聲自旋泵浦,逆效應(yīng)也被同時(shí)觀察到.聲波的激發(fā)同時(shí)伴隨有熱效應(yīng),可在聲自旋泵浦測(cè)試中貢獻(xiàn)非本征的熱信號(hào)(如自旋塞貝克效應(yīng)),該熱信號(hào)可在頻率依賴的電壓測(cè)試中與聲自旋泵浦信號(hào)區(qū)分開[98].

圖8 聲波產(chǎn)生自旋流 (a),(b) 聲自旋泵浦[24];(c) 聲學(xué)諧振腔增強(qiáng)聲自旋泵浦[26];(d) 瑞利波通過自旋-旋轉(zhuǎn)耦合產(chǎn)生自旋流[27];(e) 水平剪切波通過自旋-旋轉(zhuǎn)耦合產(chǎn)生自旋流[28]Fig.8.Generation of spin current by SAW:(a),(b) Acoustic spin pumping[24];(c) enhancement of acoustic spin pump by the acoustic cavity[26];(d) Rayleigh wave generates spin current by spin-rotation coupling[27];(e) shear horizontal wave generates spin current by spin-rotation coupling[28].

由于SAW 技術(shù)比自旋電子學(xué)具有更長(zhǎng)的歷史,因此在磁聲耦合的研究中,SAW 仍有技術(shù)優(yōu)勢(shì)可以被利用.例如SAW 諧振器可以限制住聲波能量并提高器件的品質(zhì)因素.研究者們把SAW 限制在一對(duì)諧振器之間,形成聲學(xué)諧振腔(cavity),用來增強(qiáng)聲學(xué)自旋泵浦產(chǎn)生自旋流的能力[26].如圖8(c)所示,在Ni/Cu/Bi2O3三層結(jié)構(gòu)中,諧振腔的存在能使自旋流的產(chǎn)生能力提高3 倍.另外通過精心設(shè)計(jì)諧振腔,其品質(zhì)因素將進(jìn)一步提高,在CoFeB 薄膜中實(shí)現(xiàn)了強(qiáng)的磁子-聲子耦合[99].

基于第2 節(jié)討論的自旋-旋轉(zhuǎn)耦合,SAW 可在非磁金屬中產(chǎn)生純自旋流.例如在NiFe(Py)/Cu體系中[27],在Cu 層中產(chǎn)生交變的自旋流,隨后擴(kuò)散到界面.自旋流在Py 層的磁矩上施加自旋力矩,驅(qū)動(dòng)其發(fā)生FMR,進(jìn)而觀察到SAW 透射功率的顯著吸收,如圖8(d)所示.單獨(dú)的Py 和Py/SiO2/Cu結(jié)構(gòu)中SAW 的吸收受到強(qiáng)烈抑制,進(jìn)一步證明Cu 通過自旋-旋轉(zhuǎn)耦合產(chǎn)生了自旋流.最近水平剪切波也被提出可以通過自旋-旋轉(zhuǎn)耦合產(chǎn)生交變的自旋流[28].不同之處在于瑞利波產(chǎn)生的是y方向(旋轉(zhuǎn)角動(dòng)量方向)極化的自旋流,而水平剪切波可以同時(shí)產(chǎn)生x方向(波矢方向)和z方向(面外方向)極化的自旋流,如圖8(e)所示.實(shí)驗(yàn)上也進(jìn)行了驗(yàn)證,使用ST 切的石英(歐拉角(0°,132.75°,0°)),在兩個(gè)正交的方向上分別激發(fā)水平剪切波和瑞利波.在相同的波長(zhǎng)下,水平剪切波的吸收強(qiáng)度比瑞利波的大4 個(gè)量級(jí).此外水平剪切波的功率吸收具有更高階的頻率依賴性,表明其自旋-旋轉(zhuǎn)耦合在高頻下可以足夠強(qiáng),可與磁彈耦合相比擬.

自旋-旋轉(zhuǎn)耦合出現(xiàn)在非磁的輕金屬中(如Cu),最近在非磁的重金屬中(如W,Pt 和Ta)也提出可通過一種全新的機(jī)制——聲自旋霍爾效應(yīng)(acoustic spin Hall effect)來實(shí)現(xiàn)自旋流的聲學(xué)產(chǎn)生[100].聲自旋霍爾效應(yīng)利用重金屬中的強(qiáng)自旋軌道耦合,SAW 誘導(dǎo)的晶格位移可直接通過自旋軌道耦合產(chǎn)生交變的自旋流,該自旋流沿著垂直于SAW 的傳播方向流動(dòng).聲自旋霍爾效應(yīng)在實(shí)驗(yàn)上表現(xiàn)為SAW 激發(fā)下磁場(chǎng)依賴的聲電壓.當(dāng)重金屬層的厚度接近其自旋擴(kuò)散長(zhǎng)度時(shí),聲電壓達(dá)到極大值,并隨SAW 的頻率增加而線性增大.在自旋軌道耦合較弱的Cu 中,聲自旋霍爾效應(yīng)消失.理論分析表明SAW 誘導(dǎo)的自旋流與自旋軌道耦合強(qiáng)度和晶格位移的時(shí)間導(dǎo)數(shù)成比例.上述結(jié)果表明電子自旋與晶格之間存在強(qiáng)耦合,顯示出晶格動(dòng)力學(xué)在強(qiáng)自旋軌道耦合的金屬中產(chǎn)生自旋流的潛力.總之自旋流的聲學(xué)產(chǎn)生為自旋電子學(xué)打開了一個(gè)全新的視角.

4 磁控聲波和新型磁聲器件

把磁性材料集成到聲學(xué)器件中,除了能利用聲波來調(diào)控磁性外,還可通過調(diào)控易于操縱的磁性來影響聲波的傳播特性,包括實(shí)現(xiàn)聲波的非互易傳播、調(diào)控聲波的幅值和相速度等信息,這為聲學(xué)隔離器、磁傳感器、磁電天線等新型磁聲器件的設(shè)計(jì)和操控提供了一個(gè)全新的思路.

4.1 聲波的非互易傳播

非互易現(xiàn)象具有廣泛的應(yīng)用場(chǎng)景,常見的在電子二極管技術(shù)中,電流只能單向流動(dòng).聲波的非互易傳播即傳播方向反向后傳輸?shù)男盘?hào)不對(duì)稱,在隔離器、環(huán)形器等器件中應(yīng)用廣泛.實(shí)現(xiàn)非互易性要求同時(shí)打破空間反演和時(shí)間反演對(duì)稱性.在薄膜器件中,異質(zhì)界面顯然是空間反演破缺的,而時(shí)間反演破缺在磁性材料中是本征屬性,故利用磁聲耦合在薄膜器件中來實(shí)現(xiàn)聲波的非互易具有天然的優(yōu)勢(shì)[29].目前常見的實(shí)現(xiàn)非互易的手段有兩種.一是利用沿波矢方向的正應(yīng)變與波矢方向依賴的應(yīng)變發(fā)生耦合,包括磁彈耦合中的切應(yīng)變[29-31]或磁-旋轉(zhuǎn)耦合[32,45]中的旋轉(zhuǎn)應(yīng)變,來實(shí)現(xiàn)非互易性,如圖9(a),(c)所示.這種非互易性來自于磁化進(jìn)動(dòng)與有效場(chǎng)之間的旋性不匹配.當(dāng)SAW 的傳播方向由+k變成-k時(shí),由于切應(yīng)變和旋轉(zhuǎn)應(yīng)變的符號(hào)依賴于SAW 的傳播方向,就會(huì)導(dǎo)致橢圓極化的有效場(chǎng)的旋性發(fā)生改變,但磁化進(jìn)動(dòng)仍保持右旋,最終導(dǎo)致不同的耦合強(qiáng)度(+k耦合強(qiáng),-k耦合弱)和不同的SAW 透射率.在實(shí)驗(yàn)上表現(xiàn)為在同一個(gè)共振場(chǎng)下透射參數(shù)的幅值差異,見圖9(b).通常切應(yīng)變和正應(yīng)變的磁彈耦合導(dǎo)致的非互易性只有在相對(duì)較厚的磁性膜中比較顯著[31],因?yàn)楫?dāng)聲波波長(zhǎng)遠(yuǎn)大于薄膜厚度時(shí),鐵磁薄膜里面的切應(yīng)變接近于零,非互易程度不高.而磁-旋轉(zhuǎn)耦合的優(yōu)勢(shì)在于不需要較厚的磁性層和大的磁彈耦合系數(shù),實(shí)驗(yàn)上已在Ta/CoFeB/MgO 體系中實(shí)現(xiàn)[32].證明了反向傳播的SAW 具有高達(dá)100%的非互易SAW 吸收,如圖9(d)所示.

圖9 磁聲耦合誘導(dǎo)的聲波非互易傳播 (a),(b) 磁彈耦合誘導(dǎo)的非互易[33];(c),(d) 磁-旋轉(zhuǎn)耦合誘導(dǎo)的非互易[32];(e) 層間DMI誘導(dǎo)的非互易[33];(f) 偶極耦合的鐵磁多層膜中的非互易[35];(g) RKKY 耦合的鐵磁多層膜中的非互易[38]Fig.9.Nonreciprocal SAW propagation induced by magneto-acoustic coupling:(a),(b) Nonreciprocity via magneto-elastic coupling[33];(c),(d) nonreciprocity via magneto-rotation coupling[32];(e) nonreciprocity via DMI[33];(f) nonreciprocity in ferromagnetic multilayers mediated by dipolar coupling[35];(g) nonreciprocity in ferromagnetic multilayers mediated by RKKY coupling[38].

二是利用自旋波的不對(duì)稱色散與聲波的對(duì)稱色散耦合來實(shí)現(xiàn).由于具有相似的激發(fā)方式(微波天線)和可比擬的波長(zhǎng)、頻率,SAW 容易與自旋波發(fā)生耦合.自旋波的非互易傳播得到了廣泛研究,比如在存在Dzyaloshinskii-Moriya 相互作用(Dzyaloshinskii-Moriya interaction,DMI)的鐵磁/重金屬界面[33,101]、偶極耦合的鐵磁多層膜[34,35]、Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida (RKKY)耦合的人工反鐵磁多層膜[36,37,102,103]體系中.DMI 體系里的自旋波色散在k方向存在水平偏移,這樣對(duì)于不同方向的波矢將在不同的頻率下與聲波耦合,使得共振峰位在頻率和共振場(chǎng)上錯(cuò)開,從而得到較大的非互易程度,如圖9(e)所示[33].利用共振峰位的偏移,可以確定薄膜中的DMI 系數(shù)[32,33].DMI 導(dǎo)致的非互易是自旋波不對(duì)稱色散的結(jié)果,來自于本征的時(shí)間反演對(duì)稱性破缺,DMI 可產(chǎn)生一個(gè)依賴于傳播方向的有效場(chǎng)[101].因此對(duì)于給定的磁場(chǎng)和波數(shù),向前和向后傳播的自旋波將具有不同的本征頻率[104].

偶極耦合和RKKY 耦合的鐵磁多層膜中非互易性來源于耦合誘導(dǎo)的自旋波不對(duì)稱色散[34-37,102,103].FeGaB/Al2O3/FeGaB 體系中報(bào)道了高達(dá)48.4 dB的SAW 隔離度.此外在0—20 Oe 的磁場(chǎng)范圍內(nèi)都保持著高的隔離度,即此處的非互易是寬帶的,不依賴于特定的自旋波共振模式[34].另外在Co40Fe40B20/Au/Ni81Fe19體系中,由于兩層鐵磁之間的層間耦合,形成了對(duì)稱和反對(duì)稱的自旋波模式,對(duì)于相反傳播的自旋波,都表現(xiàn)出高度非簡(jiǎn)并的色散關(guān)系,如圖9(f)所示[35].此外還證明了該體系里的非互易自旋波色散是高度可調(diào)的,不需要超薄的磁性膜.RKKY 耦合的人工反鐵磁里的自旋波已被理論預(yù)測(cè)有強(qiáng)烈的非互易色散,在某個(gè)波矢方向具有很寬的耦合雜化帶,而在相反的方向上幾乎沒有耦合,進(jìn)而實(shí)現(xiàn)高達(dá)6 GHz 的寬帶非互易性[102].實(shí)驗(yàn)上最近在CoFeB/Ru/CoFeB 體系中取得了顯著進(jìn)展,如圖9(g)所示[38].由于人工反鐵磁中的光學(xué)支進(jìn)動(dòng)模式具有較大的非互易色散和較窄的線寬,因此得以實(shí)現(xiàn)極大的非互易性,大于250 dB/mm,以及5 GHz 以上極低的插入損耗,小于1 dB/mm.該工作[38]總結(jié)了到目前為止已經(jīng)報(bào)道的SAW 非互易的實(shí)驗(yàn)進(jìn)展.

為了實(shí)現(xiàn)鐵磁多層膜中非互易的自旋波色散,需要滿足:總的靜磁矩具有非零的面內(nèi)分量;自旋波傳播方向與靜磁矩成一定的角度.這時(shí)磁化矢量打破了對(duì)稱性,導(dǎo)致不同的自旋波色散關(guān)系.下面討論DMI 和鐵磁多層膜這兩種實(shí)現(xiàn)SAW 非互易方法的優(yōu)劣.前者利用了界面耦合產(chǎn)生的有效場(chǎng),后者需要兩個(gè)磁性層的磁矩相對(duì)于k矢量?jī)A斜.多層膜方法具有實(shí)現(xiàn)高隔離帶寬的潛力,然而傾斜的磁化狀態(tài)僅在較小的外磁場(chǎng)下存在,因此隔離的頻段較低.DMI 方法具有更寬的隔離頻率可調(diào)性,因?yàn)樽孕l率可以通過外磁場(chǎng)來自由調(diào)節(jié).然而在隔離度的指標(biāo)上存在限制,因?yàn)樾枰獦O薄的鐵磁層來產(chǎn)生顯著的DMI 有效場(chǎng),這將導(dǎo)致自旋波的線寬增大以及磁聲耦合的強(qiáng)度減弱.總結(jié)來說就是鐵磁多層膜方法在隔離度上有優(yōu)勢(shì),而DMI 方法在高的隔離頻率上有優(yōu)勢(shì).

4.2 基于SAW 的磁場(chǎng)傳感器

磁性和多鐵材料[105]的嵌入使得可以方便用磁場(chǎng)來調(diào)制聲波的傳輸參數(shù),包括透射幅值、中心頻率、相速度、品質(zhì)因數(shù)等,這有望賦予聲學(xué)器件以磁場(chǎng)可控性.另外通過監(jiān)測(cè)這些參數(shù)的變化,反過來探測(cè)磁場(chǎng),也可以開發(fā)基于聲學(xué)器件的磁場(chǎng)傳感器.磁場(chǎng)傳感器要求能將外加的直流或交流磁場(chǎng)轉(zhuǎn)變?yōu)榕c磁場(chǎng)大小成正比的電信號(hào),通過監(jiān)測(cè)電信號(hào)的變化感知磁場(chǎng)的變化.性能優(yōu)異的磁場(chǎng)傳感器要求高靈敏度、從fT 到pT 的低頻探測(cè)極限能在室溫下工作和較寬的帶寬(0.1—100 Hz)[106].磁電耦合式磁傳感器現(xiàn)在正成為市場(chǎng)上其他磁傳感器的理想替代品,這是因?yàn)槠涑偷墓?、室溫操作、小尺寸以及其相?duì)較低的成本.其中基于SAW 的磁傳感器通過將磁致伸縮層與大的ΔE效應(yīng)相結(jié)合,成為一種易集成、高靈敏度(目前探測(cè)極限70 pT[39])的磁場(chǎng)傳感技術(shù).未來的探測(cè)極限在10 Hz 下有望突破pT,進(jìn)而探測(cè)極微弱的生物磁場(chǎng),有望應(yīng)用于心腦磁圖.此外基于SAW 的磁場(chǎng)傳感器能夠通過監(jiān)測(cè)頻率或相位的變化來精準(zhǔn)測(cè)量磁場(chǎng),其準(zhǔn)數(shù)字化的輸出特性允許無線、無源的信號(hào)接收,這一顯著優(yōu)勢(shì)極為適合發(fā)展傳感網(wǎng).

基于SAW 的磁場(chǎng)傳感器的探測(cè)原理基于ΔE效應(yīng),E為磁性材料的彈性模量.其原理是高磁致伸縮系數(shù)和低磁各向異性的非晶磁性材料在外磁場(chǎng)下發(fā)生彈性模量的改變,如圖10(a)所示[107].聲波的諧振頻率取決于材料的彈性模量和密度,ΔE效應(yīng)的存在使得諧振頻率相對(duì)于外磁場(chǎng)發(fā)生偏移.器件結(jié)構(gòu)主要分為兩種:基于SAW 諧振器和延遲線.其中基于SAW 諧振器的磁傳感器(圖10(b))通過優(yōu)化單軸磁各向異性,在零偏置磁場(chǎng)下實(shí)現(xiàn)了630.4 kHz/Oe 的高靈敏度SRF[40].此外沿不同的方向測(cè)量SRF,驗(yàn)證了其矢量傳感能力,如圖10(c)所示.圖10(d)展示了基于SAW 延遲線的磁傳感器,通過在ST 切的石英襯底上使用SiO2引導(dǎo)層產(chǎn)生水平剪切波,然后在其傳播路徑上集成磁性材料(Fe90Co10)78Si12B10,可以達(dá)到目前最高的靈敏度[108].水平剪切波局限于引導(dǎo)層的表面,因此大部分的聲能都集中在磁致伸縮材料上.得到的相位靈敏度高達(dá)2000(°)/mT (圖10(e)),10 Hz 時(shí)探測(cè)極限低至70 pT/Hz1/2,100 Hz 時(shí)低至25 pT/Hz1/2(圖10(f))[39].基于延遲線結(jié)構(gòu)的SAW 磁場(chǎng)傳感器不依賴于任何共振效應(yīng),因此其測(cè)量帶寬僅受聲波的傳播時(shí)間和器件的通帶寬度的限制.

圖10 基于SAW 的磁場(chǎng)傳感器 (a) ΔE 效應(yīng)原理示意圖[107];(b) 基于SAW 諧振器的磁場(chǎng)傳感器 [40];(c) 不同方向的SRF 結(jié)果;(d) 基于SAW 延遲線的磁場(chǎng)傳感器[39];(e) 應(yīng)用磁直流偏置場(chǎng)的磁場(chǎng)靈敏度;(f) 在距離載波信號(hào)的40 kHz 的頻率范圍內(nèi)的探測(cè)極限(148 MHz)[39]Fig.10.SAW-based magnetic field sensors:(a) Schematic diagram of ΔE effect [107];(b) magnetic sensor based on SAW resonator[40];(c) SRF results in different directions;(d) magnetic sensor based on SAW delay line[39];(e) magnetic sensitivity by applying DC magnetic bias fields;(f) limit of detection (LOD) in the frequency range of 40 kHz from the carrier signal (148 MHz)[39].

4.3 磁電天線

天線作為一種能夠發(fā)射和接收電磁波的設(shè)備,在軍事、導(dǎo)航和射頻通信等領(lǐng)域發(fā)揮著重要作用,目前5G 通信迫切需要小型化且高輻射效率的天線[109].傳統(tǒng)的電天線通過電荷或磁偶極子的變速運(yùn)動(dòng)來輻射電磁波.為了實(shí)現(xiàn)高效輻射,傳統(tǒng)電天線的尺寸需要大于1/10 電磁波波長(zhǎng)[110].近年來許多方法用來小型化天線的尺寸,包括優(yōu)化天線形狀[111-113]、使用超材料[114-116]以及集總元件[117,118]來降低無功阻抗等.即使有這些降低尺寸的方法,傳統(tǒng)的電學(xué)天線性能仍存在Chu-Harrington 極限[119],進(jìn)一步降低尺寸將導(dǎo)致天線輻射性能的下降.為了從根本上解決天線小型化的問題,2016 年Sun等[120]提出了基于磁電耦合理論的磁電天線構(gòu)想.磁電天線是由壓電層與磁致伸縮層通過磁電耦合形成的復(fù)合多層結(jié)構(gòu),工作過程包括輻射和接收信號(hào).輻射時(shí)在壓電層兩端施加交變電壓,通過逆壓電效應(yīng)產(chǎn)生動(dòng)態(tài)應(yīng)變,該應(yīng)變傳遞到磁致伸縮層,通過逆磁致伸縮效應(yīng)引起磁化的變化,從而產(chǎn)生變化的電磁場(chǎng),進(jìn)而輻射電磁波;接收時(shí)磁致伸縮層感知到電磁波的磁場(chǎng)分量,通過磁致伸縮效應(yīng)產(chǎn)生應(yīng)變,該應(yīng)變傳遞到壓電層,通過壓電效應(yīng),在其兩端產(chǎn)生輸出電壓,實(shí)現(xiàn)了電磁波的接收過程.

采用微機(jī)電系統(tǒng)(micro-electro mechanical system,MEMS)技術(shù),Nan等[41]于2017 年在實(shí)驗(yàn)上利用AlN 作為壓電層,FeGaB 作為磁致伸縮層設(shè)計(jì)了基于薄膜體聲波諧振器(film bulk acoustic resonator,FBAR)結(jié)構(gòu)的集成磁電天線.通過不同的諧振結(jié)構(gòu),利用寬度模式與厚度模式,如圖11(a),(b)所示,分別實(shí)現(xiàn)了60.7 MHz 與2.53 GHz 工作頻率的磁電天線.基于與FBAR 天線相同的理論,Liang等[42]于2020 年設(shè)計(jì)了一種在聲學(xué)諧振器下帶有布拉格反射柵的牢固安裝諧振器(solidily mounted resonator,SMR)天線,結(jié)構(gòu)如圖11(c)所示.在1.75 GHz 的工作頻率下,增益為-18.8 dBi.布拉格反射柵是一種聲波反射器,由多個(gè)周期的低聲阻抗或高聲阻抗的薄膜組成.由于反射系數(shù)高,聲能大多被反射回諧振腔中.理論上當(dāng)材料和厚度完全優(yōu)化時(shí),反射系數(shù)可以接近于1.這種較低的聲能耗散轉(zhuǎn)化為更強(qiáng)的磁電耦合,進(jìn)而導(dǎo)致更好的輻射效率和天線增益.

圖11 不同結(jié)構(gòu)的磁電天線示意圖,包括NPR (a),FBAR (b)和SMR (c);(d) NPR 結(jié)構(gòu)磁電耦合系數(shù)隨外加磁場(chǎng)的變化[41];(e) FBAR 天線的S 參數(shù)[41];(f) SMR 天線的S 參數(shù)[42]Fig.11.Schematic diagram of magnetoelectric antennas with different structures,including NPR (a),FBAR (b),SMR (c);(d) variation of magnetoelectric coupling coefficient of NPR structure with applied magnetic field[41];(e) S parameters of FBAR antenna[41];(f) S parameters of SMR antenna[42].

磁電天線雖然理論上輻射效率比傳統(tǒng)電天線高100 萬倍,但輻射效率和帶寬在實(shí)際應(yīng)用中都較低,還未超過電天線.近年來針對(duì)以上問題,在AlN/YIG 體系中通過調(diào)控外加磁場(chǎng)使YIG 的諧振頻率與AlN 相近,實(shí)現(xiàn)強(qiáng)的磁子-聲子耦合,從而將輻射效率提高100 倍,并擴(kuò)大了帶寬[121].由于磁電耦合系數(shù)與外加偏置磁場(chǎng)有關(guān),所以有些研究通過整合外加永磁體或者外加線圈的方式,增大偏置磁場(chǎng),從而提高輻射效率[122,123].受多輸入多輸出(multiple-input multiple-output,MIMO)天線的啟發(fā),同樣可以通過并聯(lián)多個(gè)磁電天線實(shí)現(xiàn)天線陣列,增強(qiáng)輻射場(chǎng)強(qiáng)度和提高輻射效率[124].或者通過MEMS 操作,實(shí)現(xiàn)多個(gè)不同結(jié)構(gòu)的諧振器并聯(lián),實(shí)現(xiàn)多帶寬[125].

4.4 可調(diào)諧濾波器

濾波器廣泛應(yīng)用于電子系統(tǒng)中,用來濾除不需要的信號(hào).在現(xiàn)代電子系統(tǒng),如可重構(gòu)和多波段通信系統(tǒng)中理想的濾波器需要具備超寬帶、磁場(chǎng)和電場(chǎng)可調(diào)諧的特點(diǎn).最近報(bào)道了一種基于具有輪廓傳輸模式的MEMS 磁電諧振器的可調(diào)諧射頻帶通濾波器[43],結(jié)構(gòu)如圖12 所示.由磁致伸縮層FeGaB和壓電層AlN 的磁電異質(zhì)結(jié)構(gòu)組成的兩個(gè)耦合環(huán)形諧振器之間的鎖相,使電場(chǎng)和磁場(chǎng)可調(diào)諧帶通濾波器的演示成為可能.由于ΔE效應(yīng)改變了磁致伸縮材料在磁場(chǎng)下的彈性模量,因此磁場(chǎng)作用下該磁電濾波器的中心頻率會(huì)發(fā)生變化.通過測(cè)量中心頻率隨外加磁場(chǎng)的變化,實(shí)現(xiàn)了50 Hz/μT 的頻率可調(diào)性.通過施加直流偏置電壓,提取了電場(chǎng)的頻率可調(diào)性為2.3 kHz/V.這種基于MEMS 技術(shù)的可調(diào)諧射頻帶通濾波器,結(jié)構(gòu)緊湊小巧,與半導(dǎo)體CMOS 技術(shù)兼容.

5 總結(jié)與展望

綜上所述,磁聲耦合領(lǐng)域正處于高速發(fā)展的階段,在過去短短的十多年時(shí)間里已經(jīng)取得了一系列開創(chuàng)性的突破,本文綜述了近十多年來該領(lǐng)域的重大進(jìn)展.盡管對(duì)于磁學(xué)領(lǐng)域的研究者,聲波還不是一種得到廣泛使用的調(diào)控手段,但是近年來的研究表明,聲波已經(jīng)展示了其在磁學(xué)研究中的巨大潛力.這些研究包括磁化動(dòng)力學(xué)、磁阻尼因子、自旋泵浦、疇壁運(yùn)動(dòng)和斯格明子、磁化翻轉(zhuǎn)等等,其中許多主題仍是新興的研究領(lǐng)域,具有很大的應(yīng)用潛力.例如SAW 輔助的STT 翻轉(zhuǎn)雖然模擬上已經(jīng)預(yù)測(cè)了其可行性[71,72],但仍需實(shí)驗(yàn)實(shí)現(xiàn).另有模擬工作預(yù)測(cè)了應(yīng)變媒介的SOT 翻轉(zhuǎn)[126],應(yīng)變誘導(dǎo)的磁彈各向異性可以用來打破橫向?qū)ΨQ性,從而實(shí)現(xiàn)無場(chǎng)的確定性磁化翻轉(zhuǎn).此外聲控磁性的研究領(lǐng)域還可以進(jìn)一步擴(kuò)大,之前集中在鐵磁性材料.最近在二維磁體、反鐵磁的研究中聲波也展示了其獨(dú)特優(yōu)勢(shì).在層間反鐵磁排列的CrCl3中,報(bào)道了聲波驅(qū)動(dòng)的自旋波共振,展示了具有低功耗優(yōu)勢(shì)的聲波技術(shù)與范德瓦耳斯材料優(yōu)異的機(jī)械性能之間的有效結(jié)合[127].晶體反鐵磁中的磁彈耦合現(xiàn)象也被觀察到[128,129],因此可以期望在太赫茲頻率下實(shí)現(xiàn)反鐵磁的聲學(xué)共振激發(fā),從而使用太赫茲聲波進(jìn)行太赫茲自旋泵浦[130,131].除了磁性材料體系的拓寬,磁聲耦合的基礎(chǔ)物理也值得探索,包括強(qiáng)的磁子-聲子耦合[49,132]、雜化的磁聲準(zhǔn)粒子和凝聚態(tài)[133]、磁性聲學(xué)超材料和聲子晶體中聲波的傳輸特性[134]等.除了磁學(xué)相關(guān)的研究,聲波最近也被用于層狀超導(dǎo)體NbSe2中電荷密度波的調(diào)制[135]以及量子信息處理中單電子的操控[136],表明聲波為研究基礎(chǔ)物理提供了一個(gè)全新且有趣的平臺(tái),但超出了本綜述的范疇.

磁聲耦合的研究同時(shí)也催生出多種新型磁聲器件,具有很大的應(yīng)用潛力.在聲學(xué)和射頻領(lǐng)域,磁性材料的集成使得用磁場(chǎng)來調(diào)控聲波傳輸和器件參數(shù)成為可能,這為聲學(xué)器件的調(diào)控和性能提升提供了全新的思路,比如磁傳感器、磁電天線、可調(diào)諧濾波器等.目前基于ΔE效應(yīng)的磁傳感器能夠?qū)崿F(xiàn)1 Hz 下5.1 pT/Hz1/2的檢測(cè)極限;磁電天線低頻下能夠?qū)崿F(xiàn)120 m 的輻射距離,高頻下實(shí)現(xiàn)2.53 GHz 的有效輻射;可調(diào)諧濾波器實(shí)現(xiàn)了5 MHz/Oe 的頻率偏移.盡管目前開發(fā)了許多磁電器件,但仍存在許多挑戰(zhàn)和問題,例如:精確控制薄膜的生長(zhǎng),包括它們的晶體取向、組成和原子結(jié)構(gòu);疇結(jié)構(gòu)和動(dòng)態(tài)的翻轉(zhuǎn);薄膜中磁電效應(yīng)的尺寸效應(yīng);磁電耦合的動(dòng)態(tài)行為;進(jìn)一步了解磁電薄膜體系中不同的磁電耦合機(jī)理.從材料的角度來看,具有高壓電系數(shù)和低損耗的壓電材料以及具有大磁致伸縮系數(shù)和小阻尼因子的磁性材料仍被需要來獲得強(qiáng)的磁電耦合.磁聲器件具有廣闊的前景,特別是近年來隨著柔性可穿戴電子器件需求的激增,柔性磁聲器件逐漸成為研發(fā)重點(diǎn).同時(shí)磁聲耦合材料有望與現(xiàn)代微電子工藝結(jié)合,發(fā)展小型化、陣列化的集成器件.總之磁聲耦合領(lǐng)域有望取得進(jìn)一步的重大突破,我們希望本綜述能進(jìn)一步推動(dòng)磁性與聲波、自旋與晶格耦合的物理現(xiàn)象,以及潛在的器件應(yīng)用.