磁聲耦合:物理、材料與器件*

陳崇 馬銘遠 潘峰 宋成

(清華大學材料學院,先進材料教育部重點實驗室,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部傳播;另一種是聲表面波,在固體表面產生并沿著表面傳播.聲波射頻技術利用這些聲波來截取和處理信號,尤其體現在快速發展的射頻濾波器技術中.聲學濾波器因其體積小、成本低和性能穩定等多方面的優勢,在移動通信等領域得到了廣泛應用.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,這一領域正朝著小型化、超快和節能的自旋電子學器件應用邁進.將磁性材料集成到聲學射頻器件,也開辟了對聲學器件調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制,并在此基礎上系統介紹了聲控磁化動力學、磁化翻轉、磁疇和磁性斯格明子產生及運動、自旋流產生等一系列磁性和自旋現象.同時也討論了聲控磁的逆過程——磁控聲波的研究進展,包括聲波參數的磁調控和聲波的非互易傳播,以及基于此開發的新型磁聲器件,如磁傳感器、磁電天線、可調諧濾波器等.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,在傳播過程中會引起傳播介質的彈性變形,對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.英國物理學家Joule 于1842 年首次描述了磁性材料內部磁有序狀態的變化將引起材料發生彈性變形.當給磁性材料施加外磁場時,為了降低系統的能量,其內部的磁矩將趨向于排列在外場的方向.這個過程會導致磁性材料的尺寸發生變化,即磁致伸縮效應.然后意大利物理學家Villari 于1865 年發現了磁致伸縮的逆過程——逆磁致伸縮效應,即在外加應變的作用下磁性材料內部的磁化狀態將發生變化.磁致伸縮可以從自由能極小的觀點進行唯象解釋.為了減小交換相互作用和偶極相互作用等能量,磁性材料內部的晶格發生位移,引起晶格原子間距的變化(增大或減小),進而在宏觀上表現為磁性材料長度的變化(伸長或縮短).上述磁性材料的磁化強度與彈性應變之間的相互作用目前被統稱為磁彈耦合,進而實現磁性能與彈性能之間的相互轉化,這是最早關于磁聲耦合的描述.通過測量磁場誘導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中扮演了重要角色.然而在隨后的幾十年里,大多數科學研究和應用開發僅局限在準靜態的應變.轉機出現在20 世紀60 年代,聲表面波技術的興起和發展,為磁聲耦合的研究與應用帶來了新的契機.

聲波射頻技術利用聲表面波(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.SAW 在傳播過程中其振幅隨著穿透深度的增大而指數衰減,使得其能量主要集中在固體表面下1—2 個波長范圍內.基于SAW 的帶通濾波器因其體積小、通帶選擇性好、性能穩定、平面工藝易于制備、成本低等優點,已經成為智能手機射頻模塊中用于濾除帶外干擾和噪聲的關鍵器件,廣泛應用于移動通信等領域.SAW 的激發與探測非常簡便,在壓電材料的叉指換能器(interdigital transducer,IDT)上施加電信號,即可通過逆壓電效應激發SAW,傳播一段距離后再通過壓電效應對其進行探測,從而實現高效濾波的功能.BAW 諧振器的基本構型是由頂底電極及夾在中間的壓電層構成的三明治結構.通過在頂底電極上施加電信號,由逆壓電效應轉換為聲波信號,在厚度方向上形成BAW.形成的駐波諧振通過壓電效應轉化為電信號輸出,以實現諧振器的選頻功能.相比于SAW 濾波器,BAW 濾波器可實現更高的工作頻率、更高的品質因子(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勢,因此在5G 時代,BAW 濾波器在移動設備中的應用更為廣泛.

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的進步,為磁彈耦合的研究帶來了新的契機,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(應變、機械角動量等)可以傳遞給緊鄰的磁性材料,通過多種磁聲耦合機制(磁彈耦合、磁電耦合、磁-旋轉耦合、自旋-旋轉耦合、旋磁耦合和磁子-聲子耦合)與其中的磁矩、磁子、自旋等多種維度發生相互作用,進而使得聲波成為操控磁性和自旋現象的一種全新的途徑[3],反過來,磁性材料的集成對于聲學器件的性能也有顯著影響,可通過磁場來調控聲波的傳播特性,包括磁調控聲波參數、實現聲波的非互易傳播等,這為聲學器件的調控和性能提升提供了全新的思路.基于磁聲耦合,目前已開發出多種新型磁聲器件,包括磁傳感器、磁電天線、可調諧濾波器等[4],其中以磁電天線為代表.磁電天線可以克服傳統天線的尺寸限制,利用應變使其在聲波的共振頻率下工作,尺寸比同頻率的傳統電學天線小1—2 個量級,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,還有望推進信息處理、存儲技術和5G 通信技術的突破.本文首先介紹磁聲耦合的物理機制,然后基于這些機制,重點概述磁-聲之間的雙向調控,最后基于磁聲耦合,總結新型磁聲器件的研究現狀,并展望其應用前景.

圖1 磁聲耦合的器件構型 (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 磁聲耦合的物理機制

磁彈耦合(magneto-elastic coupling)是最早得到廣泛研究的耦合機制,通過磁彈耦合可以實現磁性材料內部磁性能和彈性能之間的相互轉化.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.在具有立方對稱性的磁性材料中,磁彈耦合貢獻的能量密度Eme可表示為

圖2 磁聲耦合的物理機制 (a) 磁彈耦合;(b) 磁電耦合;(c) 磁-旋轉耦合;(d) 自旋-旋轉耦合;(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為應變張量,mi為磁化強度的單位矢量(i,j=x,y,z),b1和b2為磁彈耦合系數(單位:J/m3).應變張量εij由彈性體中質點位移ui的梯度定義:

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

基于應變傳遞的磁電耦合是上述磁彈耦合的典型應用,分為正和逆磁電耦合,已開發出多種磁電耦合器件.圖2(b)左側為正磁電耦合,通過在壓電層兩端施加交變電壓,根據逆壓電效應產生動態應變傳遞到磁性層中,利用逆磁致伸縮效應調控磁化狀態.圖2(b)右側為逆磁電耦合,通過外加交變磁場HAC在磁性層中引起磁矩的動態變化,通過磁致伸縮效應產生動態應變,然后傳遞到壓電層中對電極化進行控制,最終將磁場轉化為輸出電壓.

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

表示質點繞著iOj平面的法線旋轉的角度.在瑞利波和西沙瓦波中,質點在xOz面內旋轉,具有ωxz分量.在具有面外磁各向異性的薄膜中,質點的旋轉將引起磁矩的旋轉,與面外易軸產生夾角,進而貢獻額外的磁各向異性能,即磁-旋轉耦合(magneto-rotation coupling)能[32,45]:

其中Ku為面外磁各向異性能密度.不難發現Emr與切應變相關的磁彈能Eme具有相同的磁化方向依賴性,誘導的有效磁場也有相似的特征.

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

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

旋磁耦合(gyromagnetic coupling)跟上述自旋-旋轉耦合具有相似的內在機理,都是基于廣義的角動量守恒.在方程(5)的能量表示中,與塞曼效應類比,自旋-旋轉耦合可視作電子自旋與大小為Ω/γ的有效磁場之間的塞曼耦合,其中γ為電子的旋磁比.這個機械旋轉誘導的磁場稱作巴爾特場(Barnett field),其平行于旋轉角動量的方向,可通過提高旋轉角速度來增強,如圖2(e)所示.在磁性材料中,巴爾特場可與磁矩發生耦合,產生等效力矩來驅動磁矩發生進動.另外基于角動量守恒,質點旋轉所攜帶的機械角動量還可直接與磁性材料中磁矩的角動量發生耦合.通過把聲子的角動量轉移給磁矩,可以操控面內磁矩的方向并引起SAW 的非互易傳播[47].

最后討論一種更微觀的耦合機制,磁子-聲子耦合(magnon-phonon coupling).聲波在傳播過程中會引起晶格振動,在微觀上對應的準粒子為聲子.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動,對應的準粒子為磁子,其中偶極自旋波的波長通常在微米量級,頻率在GHz 頻段,與聲子的波長和頻率可比擬,有望實現耦合.描述波的性質最重要的是色散關系,即頻率ω 和波矢k的關系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的大小和方向,當外加磁場合適時,有機會與聲子譜相交.在它們的交點處,由于能量和動量守恒,它們的耦合得到增強,進而形成雜化的磁聲模式.當耦合很強時交點處的色散關系會劈裂開,形成反交叉的狀態,這個雜化模式又叫磁聲極化子(magnetophonon polaron),也是一種準粒子[48].強耦合物理開辟了形成新型雜化準粒子的可能性[49],在相干信息處理領域非常重要.實現強磁子-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)來實現,這也是磁聲耦合領域一個新興的研究方向[50,51].

3 聲控磁性和自旋

基于上述磁聲耦合機制,通過聲波攜帶的應變等各種特性去操控磁性和自旋現象推動了大量的研究進展,這些研究的最終目標是追求新型、超快、高度集成、節能的自旋電子學和磁存儲器件等方面的應用.

3.1 聲波驅動的磁化動力學

Kittel[53]最早于1958 年描述了晶格振動(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.隨著IDT 技術(SAW)和超薄壓電薄膜生長(BAW)的發展,研究GHz 頻段聲波對磁化動力學的共振激發成為可能.Weiler等[1]首次在2011 年報道了GHz 頻率的SAW 在鎳膜中成功激發了鐵磁共振(ferromagnetic resonance,FMR).當外加磁場與SAW 傳播方向的夾角為45°且磁場的大小達到共振場時,SAW 驅動的FMR 強度最大.此時SAW 的能量被鎳膜共振吸收,由網絡分析儀測得的SAW 透射參數S21最小,如圖3(a)所示.FMR 強度的角度依賴性可通過分析應變產生的有效磁場來理解.通過對方程(1)的磁彈耦合能求差分,可以得到磁彈耦合貢獻的有效磁場hme=-δEme/(μ0MSδm),其中μ0和MS分別為真空磁導率和飽和磁化強度.只有垂直于磁矩方向的hme才能產生有效力矩驅動磁矩進動,因此可將hme投影到垂直于m的方向,分解為面內(hIP)和面外(hOOP)的有效驅動場.當磁矩位于面內且聲波為沿著x軸傳播的瑞利波時,磁彈耦合有效場可以被簡化為

圖3 聲波驅動的磁化動力學 (a) 驅動原理,磁場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動的對比[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)與x軸的夾角.通常SAW引起的應變幅值為10-6的量級,鎳薄膜單位飽和磁化下的磁彈耦合常數為25 T,可估算出磁彈耦合有效場的典型數值為50 μT[48].另外由方程(6)不難發現面內分量hIP正比于縱應變εxx,且隨角度具有4 次對稱性,在φ=(2n+1)π/4 時幅值達到最大(n為整數).εxx在瑞利波中是起主導作用的應變,因此驅動的FMR 強度在面內也具有4 次對稱性,如圖3(a)右側所示.當εxx和εxz共存時,會出現非互易的FMR 強度,引起聲波的非互易傳播,將在4.1 節詳細討論.最近縱漏波(longitudinal leaky SAW)也被報道用來激發FMR.縱漏波中εxx同樣是起主導作用的應變,與瑞利波類似,因此驅動的FMR 同樣在面內具有4 次對稱性.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,切應變εxy起主導作用,磁彈有效場正比于εxycos(2φ),同樣在面內具有4 次對稱性,但在φ=nπ/2 處幅值最大.這兩種不同的4 次對稱性已經在實驗上被觀測到[6,7],如圖3(b)所示.上述磁彈耦合產生的有效場依賴于磁矩取向和聲波模式,這些正是聲波驅動的磁化動力學的重要特征.這些特征在傳統的FMR 中不存在,相同大小的微波磁場始終施加在垂直于磁矩的方向,激發的FMR 強度與磁矩取向無關[1,48].除了磁彈耦合,SAW 也能通過旋磁耦合激發磁化動力學,并表現出不同的角度和頻率依賴性[8].對于沿x方向傳播的SAW,如圖3(c)所示,其通過旋磁耦合可產生巴爾特場hB,作用在磁矩上的有效場為hBcosφ,因此該有效場驅動的磁化動力學在面內具有2 次對稱性,在φ=nπ 時最強(n為整數).實驗上,在Ni19Fe81合金(NiFe,b1=b2～0 MJ/m3)中,磁彈耦合可忽略,FMR 的強度在φ=0°達到最大,且隨著φ的增大而逐漸減小;但在磁彈耦合主導的Ni 里面,FMR 的強度隨著φ的增大而增大,并在φ=2π/9 處達到最大,然后隨著φ的增大而變小.共振最強的角度(2π/9)略小于π/4,來自于不同方向磁彈耦合場的疊加.另外不同方向磁彈場的疊加還會導致FMR 的強度在正負磁場下不一樣,即出現非互易性;但巴爾特場驅動的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,可用于區分SAW產生的不同的驅動機制.

總之SAW 不僅提供了一種共振激發FMR 的全新手段,還能對磁性材料的磁化動力學性質進行研究,例如阻尼行為.然而從SAW 驅動的FMR中提取的有效阻尼因子一般比諧振腔FMR 給出的結果高出1 個數量級[54],主要來源于一些非Gilbert 類型的線寬展寬機制,包括雙磁子散射過程[55]、不均勻的聲波驅動場(SAW 波長小于樣品尺寸)[56]、不可分辨的自旋波駐波模式等[57].

除了上述電學方法可用來激發、探測聲學FMR 和評估阻尼之外,一些光學方法也可通過聲布拉格反射鏡[58]、金屬薄膜[59]、瞬態光柵[60]、周期性的圖案化納米結構[61]、壓電基片[62]上的光學激發來產生聲波.光學激發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,最高只能激發幾GHz 的聲波.而且光學激發可以產生更大的應變.光學方法同樣可以進行探測,通過測量時間分辨的Kerr 旋轉或Faraday 旋轉,并對時域譜進行傅里葉變換來表征聲學FMR 和提取阻尼因子等本征參數[9],如圖4(a)所示.NV 色心也是一種有效的聲學FMR 探測手段(圖4(b)).由于SAW 在磁性材料里誘導的有效磁場是非常局域的,可產生高度局域的NV-磁子相互作用,進而實現NV 色心的高效激發[10].

圖4 聲波驅動磁化動力學的探測手段 (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-光發射電子顯微鏡[12];(e) 基于各向異性磁電阻整流效應的直流電學探測[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].

上述電學和光學手段都是比較間接地去表征SAW 驅動的磁化動力學,近年來對磁彈耦合的直接成像也取得了一些進展,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-光發射電子顯微鏡(X-ray magnetic circular dichroism-photoemission electron microscopy,XMCD-PEEM),這對直觀理解磁彈耦合的動力學響應以及量化空間傳播參數非常重要.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 上都觀測到了空間上波的激發模式,它們的波長相同,表明Ni 膜中存在SAW 驅動的磁化激發.在圖4(c)中,BLS 提供了通過磁彈耦合對SAW 聲子進行磁場調制的直接圖像[11].

XMCD-PEEM 技術可以同時提供高時空分辨率的SAW 應變場和局域磁化的微觀成像,PEEM表征SAW 的電學襯度,XMCD 表征磁矩的磁襯度,可直觀觀察到磁彈耦合的動態響應[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度和應變場之間的關系.在圖4(d)中,觀察到SAW 在長達毫米的距離內引發大角度進動的磁聲波[12].XMCD 信號在Ni 薄膜中顯示出明顯的自旋波激發襯度,PEEM 信號在LiNbO3基片上顯示出明顯的彈性應變波激發襯度.對比上述兩種直接成像技術,BLS 為聲波激發的磁化動力學提供了一種方便的探測手段,而XMCD-PEEM提供了一種強大的納米成像工具.X 射線的短波長使其能夠實現100 nm 以下的空間分辨率,這優于受光學波長限制的BLS 的分辨率.BLS 的另一優點是其光譜功能,能夠以精細的步長進行寬頻帶激發和探測,而XMCD-PEEM 則需要在同步輻射的多個頻率下進行.

上述探測手段都有各自的特點和優勢,但從實際應用的角度來看,這些方法都需要復雜的分析過程和成本高昂的設備,這嚴重阻礙了其廣泛應用,并且與現代微電子工藝不兼容.最近通過將磁性探測條與SAW 延遲線集成,實現了基于電學整流的SAW 驅動FMR 的直流電檢測,如圖4(e)所示[13].該工作開發出一套定量描述SAW 驅動FMR 產生整流電壓的模型,通過分析整流電壓提取對稱和反對稱線型,可直接表征和計算磁彈有效場.這種直流電檢測手段表現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(正負磁場下的電壓幅值不對稱),這歸因于面內和面外磁彈場的共存.磁彈場的大小可通過控制磁性薄膜內的縱向應變和剪切應變來大幅調節,以實現幾乎100%的非互易整流信號.這個發現為可設計的磁聲耦合器件及其簡便的信號讀出提供了獨特的機會.

3.2 聲波輔助的磁化翻轉

SAW 由于其長程傳輸的特性(毫米量級),有望非局域地操控磁性,這將使得器件設計靈活、結構簡單、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,進而可使用更小的外磁場來翻轉磁矩.圖5(a)展示了用SAW 輔助翻轉磁矩的器件示意圖[66],Co 的納米線陣列生長在一對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控體系的能量.如果磁彈能為負,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到難軸.實驗上可通過磁光克爾效應(magneto-optical Kerr effect,MOKE)來觀察SAW 誘導的Co 納米線陣列的磁化翻轉[14],如圖5(b)所示,進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和聲波的激發功率來進行調控.SAW 的激發頻率為158 MHz,遠離鐵磁共振的激發頻率,是SAW 與磁矩非共振耦合的結果.通過將SAW(波長20 μm)用弧形IDT 聚焦到一個點,在磁性薄膜中成功翻轉了3 μm 區域的磁矩,如圖5(c)所示[14].使用更短波長的SAW 可以進一步限制所操控區域的大小.采用光學激發,最小可以操控直徑為75 nm 的磁性納米點[61].通過優化IDT 設計,使用全息IDT 代替圓弧形的IDT,可以進一步集中聲波的能量[67].使用這些新型的IDT 設計有望精準操控磁矩,克服SAW 不能精確控制的劣勢,提高器件的集成密度.基于這些進展,可開發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].進一步的研究表明,SAW引起的矯頑力減小歸因于SAW 瞬時地降低了形核勢壘,從而有助于磁疇的形核[69].在(Ga,Mn)(As,P)稀磁半導體中,SAW 導致的矯頑力減小更加顯著,幅度高達60%[15].與磁性金屬相比,磁性半導體具有更小的磁各向異性和更弱的交換常數,因此磁疇形核所需的能量更小.SAW 誘導的全聲學磁化翻轉已經在沒有外磁場的輔助下得到了實驗驗證[16].通過設計(Ga,Mn)As 稀磁半導體的進動頻率來匹配零磁場下的聲波頻率,然后用30 個連續的聲波脈沖實現了兩種磁化狀態之間的翻轉,如圖5(d)所示.

自旋轉移力矩(spin transfer torque,STT)技術已經作為一種流行的數據寫入手段,應用于磁隨機存儲器(magnetoresistive random access memory,MRAM)中.STT-MRAM 里的存儲信息被編碼到納米級的磁性隧道結(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.盡管STT 具有全電學讀寫的優勢,但該電流驅動特性也使得基于STT 的MTJ 器件的單比特寫入功耗比CMOS 存儲器件高得多[70],這限制了純電學STT 寫入器件的廣泛應用.SAW 輔助的磁化翻轉為STT-MRAM 原型器件的開發提供了新的思路,已經在理論上進行了探索,并被證明是克服STT中大寫入電流的潛在途徑[18],器件結構和寫入機制如圖5(e)所示.SAW 首先在自由層中誘導出非相干的大角度磁矩進動,然后施加自旋極化的電流去選擇性地將磁矩翻轉到所需狀態,從而降低MTJ 的寫入電流密度.在面內[71]和面外[72]兩種構型的MTJ 中,SAW 的輔助都可以使STT-MRAM的能量消耗減小1 個量級.盡管理論研究取得了有吸引力的進展,但SAW 輔助STT 翻轉的確定性實驗證據似乎仍然缺失.雖然有工作觀察到SAW能驅動MTJ 中自由層的磁矩進動,進動幅度可以分別通過兩個延時聲脈沖的相長和相消干涉來實現增強和減弱[73].另外實驗上也在具有垂直磁各向異性的[Co/Pd]n多層膜中實現了極高頻率(～60 GHz)的磁彈耦合[74].基于這些實驗結果,開發低功耗的SAW 輔助STT 翻轉器件極具吸引力.

電流誘導的自旋軌道力矩(spin orbit torque,SOT)也是一種翻轉磁化狀態的有效手段[75].基本原理是通過重金屬中的自旋霍爾效應或鐵磁/重金屬界面處的Rashba 效應,將施加的電荷流轉化為自旋流,從而對磁性層施加有效力矩并驅動其翻轉.然而較高的寫入電流限制了SOT 在磁存儲技術中的廣泛應用,使用SAW 輔助是一種有前景的方法.器件結構如圖5(f)所示[17],實驗表明SAW 能降低具有垂直磁各向異性的Pt/Co/Ta 異質結中的臨界翻轉電流密度Jc,從2.9×106A/cm2減小到2.4×106A/cm2.二次諧波測試表明SOT 產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,但是SAW 的作用下電流驅動的疇壁運動速度能提高2 倍,最高可達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壘,提高了平均的形核概率,展示了SAW 輔助SOT 翻轉在低功耗磁存儲器件中的應用潛力.

3.3 聲波輔助的磁織構產生及運動

磁疇壁(domain wall,DW)和多疇結構是磁性材料內部為了降低退磁能而出現的,操控磁疇壁運動極具應用前景,包括疇壁邏輯器件[76]和賽道存儲器[77].DW 通常用磁場、STT 和SOT 來驅動[78-80],此類研究的限制之一在于驅動需要大的磁場或高的電流密度.低功耗和可靠的疇壁運動是人們長期追求的目標,其中部分進展是用SAW 來驅動的.首先進行的是理論上的探索,對DW 與SAW 相互作用進行有限元微磁學模擬[19],如圖6(a)所示.兩個相對傳播的SAW 形成駐波,并與磁性Fe70Ga18B12納米線相互作用.納米線具有面內易軸,磁疇頭對頭作為初始磁化狀態.在模擬中,DW的初始位置放在遠離駐波波腹的位置,經過一段時間演化后,DW 會迅速移動到最近的波腹位置,主要的應變貢獻來自于瑞利波中最大的εxx.為了進一步有效驅動DW 運動,還可以利用Doppler 效應,將一端SAW 的頻率提高Δf.這樣可以激發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).使用行駐波驅動DW,其運動的速度上限可達50 m/s,對應于DW 運動到波腹的速度.一維半解析模型表明SAW 的主要作用是驅動疇壁處的磁化振蕩,進而通過退磁場驅動疇壁位置發生振蕩,而不是直接平移疇壁[81].

圖6 聲波驅動的疇壁運動 (a) 微磁學模擬SAW 在納米線中驅動疇壁運動[19];(b) Co/Pt 多層膜中的實驗結果[20];(c) 熱效應和磁彈耦合對疇壁運動貢獻的區分[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].

隨后有了實驗上的跟進,在多層薄膜[20,82]和納米條[83]中觀察到了SAW 輔助的疇壁運動.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,從而避免出現自旋波共振激發和相干磁化進動等復雜情況[20].如圖6(b)所示,與只施加磁場相比,同時施加SAW和磁場可使DW 的運動速度通過駐波的作用提高1 個數量級.SAW 驅動的DW 傾向于遠離駐波的波節并向波腹移動,最終被釘扎在駐波波腹的位置,這使得SAW 對DW 的操控比磁場和電流更加精確.另一關鍵發現是波節和波腹位置的DW運動速度出現周期性減小,但在之前的模擬研究中DW 只會在波腹位置出現[19],這與DW 運動的釘扎位置和勢壘有關.另外用SAW 驅動疇壁運動還需注意熱效應的影響,SAW 器件由于電極的歐姆損耗、插入損耗等原因導致的輸入功率耗散將會產生較大的熱效應,在高頻下尤其顯著[84].最近熱效應和磁彈耦合對疇壁運動的影響得到了有效區分[21].如圖6(c)所示,施加SAW(48 MHz,21 dBm)將會使其傳播路徑上的溫度升高約10 K.單獨通過加熱使器件溫度升高10 K 后,Pt/Co/Ta薄膜中的DW 運動速度從(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,比溫度單獨的作用略高,表明熱效應在驅動DW 運動方面起主要作用.但施加SAW 的駐波可使DW 的運動速度顯著提升,達到(418 ± 8) μm/s,表明此時磁彈耦合比熱效應的貢獻更加顯著.以后還需要進一步的實驗工作來優化材料性能和器件設計,以便使SAW 驅動的DW 具有可與其他方法競爭的驅動速度.

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,但區別在于斯格明子具有拓撲非平庸的屬性,一般出現在空間反演對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“準粒子”,可以被產生、移動和湮滅,有望應用于新一代信息存儲和邏輯技術[85],例如斯格明子賽道存儲器[86,87]和基于斯格明子的自旋邏輯器件[88],這些應用的前提都是斯格明子能以低功耗的方式被產生和驅動.電流可以促進斯格明子的產生并驅動其運動,但通常需要較高的電流密度.為了解決電流的發熱問題,電場[89,90]和熱梯度[91]也被用來產生和操控斯格明子.近年來SAW 也被實驗上證明可以在不對稱的Pt/Co/Ir多層膜中促進斯格明子的形成,如圖7(a)所示[22].伴隨著SAW 的激發,薄膜中會大面積出現斯格明子,并一直保持到SAW 撤掉以后.當SAW 的功率高于閾值時,斯格明子的形核密度依賴于SAW的功率.微磁學模擬表明SAW 通過磁彈耦合產生的非均勻有效力矩和熱擾動局域地翻轉了磁矩,形成一對由Néel 型斯格明子和反斯格明子組成的磁構型,隨后反斯格明子由于其能量不穩定而湮滅,如圖7(b)所示.此外實驗和模擬均表明,非均勻有效力矩的作用范圍由SAW 的波長決定,當該作用范圍與斯格明子的尺寸相當時,斯格明子的產生效率最高.實驗中斯格明子的尺寸相對較大,在3—6 μm 的范圍內.為了實際應用,需要尺寸在10 nm范圍的斯格明子,因此需要進一步減小SAW 的波長.此外SAW 沒有驅動斯格明子運動,這可能來自于Pt/Co/Ir 多層膜中大的釘扎.還有實驗工作使用光學方法來激發SAW,這有助于實現SAW驅動的斯格明子運動[92,93],尤其是將SAW 聚焦到～100 nm 的技術有望實現單個斯格明子運動的聲學操控[61].上述研究展示了通過SAW 可控地產生斯格明子的潛力.

圖7 聲波驅動的斯格明子產生及運動 (a),(b) SAW 輔助的斯格明子產生[22];(c)—(f) SAW 誘導的斯格明子有序產生和運動,以及鐵磁體中斯格明子霍爾效應的抑制[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 除了可以用來產生斯格明子,最近也報道了SAW 可以用來調控斯格明子的運動[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縱漏波,如圖7(c)所示.縱漏波的激發相比于常規的瑞利波具有更顯著的熱效應,有利于斯格明子的產生,同時也能產生較大的應變.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.通過調節外磁場,磁疇逐漸演化為較密的迷宮疇,并在面外磁場和熱的共同作用下分裂為單個的磁性斯格明子,磁結構隨磁場變化的相圖如圖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定(圖7(e)),即在實驗上實現了斯格明子的有序產生,這來源于SAW 作用下體系能量的重新分布.在電流驅動斯格明子運動的實驗中,縱漏波的加入有效抑制了斯格明子霍爾效應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 的駐波對斯格明子霍爾效應的有效抑制作用也在理論上得到了證實[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的產生,提供了一種全新的手段,有望驅動基于斯格明子的信息器件的新進展.

3.4 聲波產生自旋流

自旋流的產生是自旋電子學應用所需的基本技術之一,可以通過多種方式來實現.自旋泵浦是在FMR 條件下產生自旋流的有效途徑,自旋流被進動的磁矩從鐵磁層泵浦到非磁層中[95].如3.1 節所述,鐵磁層的磁矩進動可以被聲波激發,有望實現自旋流的聲學產生[96],然后再通過自旋霍爾材料或Rashba 界面來進行探測.實驗上已經在Co/Pt雙層膜中得到了證實[24],器件構型如圖8(a)所示.SAW 傳播到Co/Pt 雙層膜后驅動Co 層發生FMR,Co 層進而向臨近的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轉換為電荷流來進行探測.在圖8(b)中,輸入端IDT 還同時激發了電磁波(electromagnetic wave,EMW),該EMW 可以在時域上與SAW 區分開來.當外磁場調節到共振場(±4 mT)時,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,磁場方向反向后ΔVDC的符號發生變化,這是典型的逆自旋霍爾效應特征.實驗上在Ni/Cu(Ag)/Bi2O3體系中同樣可以產生聲自旋泵浦效應[25],其中產生的自旋流通過逆Edelstein 效應轉化為電荷流,這來源于兩層非磁界面處的空間反演破缺.進一步的研究表明聲波驅動FMR 產生的自旋流密度的大小與普通FMR 產生的相當[97].此外磁性絕緣體/重金屬(YIG/Pt)體系也在遠低于FMR 的頻率下(＜ 11 MHz)觀察到了聲自旋泵浦,逆效應也被同時觀察到.聲波的激發同時伴隨有熱效應,可在聲自旋泵浦測試中貢獻非本征的熱信號(如自旋塞貝克效應),該熱信號可在頻率依賴的電壓測試中與聲自旋泵浦信號區分開[98].

圖8 聲波產生自旋流 (a),(b) 聲自旋泵浦[24];(c) 聲學諧振腔增強聲自旋泵浦[26];(d) 瑞利波通過自旋-旋轉耦合產生自旋流[27];(e) 水平剪切波通過自旋-旋轉耦合產生自旋流[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 技術比自旋電子學具有更長的歷史,因此在磁聲耦合的研究中,SAW 仍有技術優勢可以被利用.例如SAW 諧振器可以限制住聲波能量并提高器件的品質因素.研究者們把SAW 限制在一對諧振器之間,形成聲學諧振腔(cavity),用來增強聲學自旋泵浦產生自旋流的能力[26].如圖8(c)所示,在Ni/Cu/Bi2O3三層結構中,諧振腔的存在能使自旋流的產生能力提高3 倍.另外通過精心設計諧振腔,其品質因素將進一步提高,在CoFeB 薄膜中實現了強的磁子-聲子耦合[99].

基于第2 節討論的自旋-旋轉耦合,SAW 可在非磁金屬中產生純自旋流.例如在NiFe(Py)/Cu體系中[27],在Cu 層中產生交變的自旋流,隨后擴散到界面.自旋流在Py 層的磁矩上施加自旋力矩,驅動其發生FMR,進而觀察到SAW 透射功率的顯著吸收,如圖8(d)所示.單獨的Py 和Py/SiO2/Cu結構中SAW 的吸收受到強烈抑制,進一步證明Cu 通過自旋-旋轉耦合產生了自旋流.最近水平剪切波也被提出可以通過自旋-旋轉耦合產生交變的自旋流[28].不同之處在于瑞利波產生的是y方向(旋轉角動量方向)極化的自旋流,而水平剪切波可以同時產生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.實驗上也進行了驗證,使用ST 切的石英(歐拉角(0°,132.75°,0°)),在兩個正交的方向上分別激發水平剪切波和瑞利波.在相同的波長下,水平剪切波的吸收強度比瑞利波的大4 個量級.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-旋轉耦合在高頻下可以足夠強,可與磁彈耦合相比擬.

自旋-旋轉耦合出現在非磁的輕金屬中(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制——聲自旋霍爾效應(acoustic spin Hall effect)來實現自旋流的聲學產生[100].聲自旋霍爾效應利用重金屬中的強自旋軌道耦合,SAW 誘導的晶格位移可直接通過自旋軌道耦合產生交變的自旋流,該自旋流沿著垂直于SAW 的傳播方向流動.聲自旋霍爾效應在實驗上表現為SAW 激發下磁場依賴的聲電壓.當重金屬層的厚度接近其自旋擴散長度時,聲電壓達到極大值,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,聲自旋霍爾效應消失.理論分析表明SAW 誘導的自旋流與自旋軌道耦合強度和晶格位移的時間導數成比例.上述結果表明電子自旋與晶格之間存在強耦合,顯示出晶格動力學在強自旋軌道耦合的金屬中產生自旋流的潛力.總之自旋流的聲學產生為自旋電子學打開了一個全新的視角.

4 磁控聲波和新型磁聲器件

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

4.1 聲波的非互易傳播

非互易現象具有廣泛的應用場景,常見的在電子二極管技術中,電流只能單向流動.聲波的非互易傳播即傳播方向反向后傳輸的信號不對稱,在隔離器、環形器等器件中應用廣泛.實現非互易性要求同時打破空間反演和時間反演對稱性.在薄膜器件中,異質界面顯然是空間反演破缺的,而時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現聲波的非互易具有天然的優勢[29].目前常見的實現非互易的手段有兩種.一是利用沿波矢方向的正應變與波矢方向依賴的應變發生耦合,包括磁彈耦合中的切應變[29-31]或磁-旋轉耦合[32,45]中的旋轉應變,來實現非互易性,如圖9(a),(c)所示.這種非互易性來自于磁化進動與有效場之間的旋性不匹配.當SAW 的傳播方向由+k變成-k時,由于切應變和旋轉應變的符號依賴于SAW 的傳播方向,就會導致橢圓極化的有效場的旋性發生改變,但磁化進動仍保持右旋,最終導致不同的耦合強度(+k耦合強,-k耦合弱)和不同的SAW 透射率.在實驗上表現為在同一個共振場下透射參數的幅值差異,見圖9(b).通常切應變和正應變的磁彈耦合導致的非互易性只有在相對較厚的磁性膜中比較顯著[31],因為當聲波波長遠大于薄膜厚度時,鐵磁薄膜里面的切應變接近于零,非互易程度不高.而磁-旋轉耦合的優勢在于不需要較厚的磁性層和大的磁彈耦合系數,實驗上已在Ta/CoFeB/MgO 體系中實現[32].證明了反向傳播的SAW 具有高達100%的非互易SAW 吸收,如圖9(d)所示.

圖9 磁聲耦合誘導的聲波非互易傳播 (a),(b) 磁彈耦合誘導的非互易[33];(c),(d) 磁-旋轉耦合誘導的非互易[32];(e) 層間DMI誘導的非互易[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稱色散與聲波的對稱色散耦合來實現.由于具有相似的激發方式(微波天線)和可比擬的波長、頻率,SAW 容易與自旋波發生耦合.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上錯開,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[32,33].DMI 導致的非互易是自旋波不對稱色散的結果,來自于本征的時間反演對稱性破缺,DMI 可產生一個依賴于傳播方向的有效場[101].因此對于給定的磁場和波數,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的自旋波不對稱色散[34-37,102,103].FeGaB/Al2O3/FeGaB 體系中報道了高達48.4 dB的SAW 隔離度.此外在0—20 Oe 的磁場范圍內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,形成了對稱和反對稱的自旋波模式,對于相反傳播的自旋波,都表現出高度非簡并的色散關系,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測有強烈的非互易色散,在某個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,進而實現高達6 GHz 的寬帶非互易性[102].實驗上最近在CoFeB/Ru/CoFeB 體系中取得了顯著進展,如圖9(g)所示[38].由于人工反鐵磁中的光學支進動模式具有較大的非互易色散和較窄的線寬,因此得以實現極大的非互易性,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]總結了到目前為止已經報道的SAW 非互易的實驗進展.

為了實現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分量;自旋波傳播方向與靜磁矩成一定的角度.這時磁化矢量打破了對稱性,導致不同的自旋波色散關系.下面討論DMI 和鐵磁多層膜這兩種實現SAW 非互易方法的優劣.前者利用了界面耦合產生的有效場,后者需要兩個磁性層的磁矩相對于k矢量傾斜.多層膜方法具有實現高隔離帶寬的潛力,然而傾斜的磁化狀態僅在較小的外磁場下存在,因此隔離的頻段較低.DMI 方法具有更寬的隔離頻率可調性,因為自旋波頻率可以通過外磁場來自由調節.然而在隔離度的指標上存在限制,因為需要極薄的鐵磁層來產生顯著的DMI 有效場,這將導致自旋波的線寬增大以及磁聲耦合的強度減弱.總結來說就是鐵磁多層膜方法在隔離度上有優勢,而DMI 方法在高的隔離頻率上有優勢.

4.2 基于SAW 的磁場傳感器

磁性和多鐵材料[105]的嵌入使得可以方便用磁場來調制聲波的傳輸參數,包括透射幅值、中心頻率、相速度、品質因數等,這有望賦予聲學器件以磁場可控性.另外通過監測這些參數的變化,反過來探測磁場,也可以開發基于聲學器件的磁場傳感器.磁場傳感器要求能將外加的直流或交流磁場轉變為與磁場大小成正比的電信號,通過監測電信號的變化感知磁場的變化.性能優異的磁場傳感器要求高靈敏度、從fT 到pT 的低頻探測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在正成為市場上其他磁傳感器的理想替代品,這是因為其超低的功耗、室溫操作、小尺寸以及其相對較低的成本.其中基于SAW 的磁傳感器通過將磁致伸縮層與大的ΔE效應相結合,成為一種易集成、高靈敏度(目前探測極限70 pT[39])的磁場傳感技術.未來的探測極限在10 Hz 下有望突破pT,進而探測極微弱的生物磁場,有望應用于心腦磁圖.此外基于SAW 的磁場傳感器能夠通過監測頻率或相位的變化來精準測量磁場,其準數字化的輸出特性允許無線、無源的信號接收,這一顯著優勢極為適合發展傳感網.

基于SAW 的磁場傳感器的探測原理基于ΔE效應,E為磁性材料的彈性模量.其原理是高磁致伸縮系數和低磁各向異性的非晶磁性材料在外磁場下發生彈性模量的改變,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效應的存在使得諧振頻率相對于外磁場發生偏移.器件結構主要分為兩種: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))通過優化單軸磁各向異性,在零偏置磁場下實現了630.4 kHz/Oe 的高靈敏度SRF[40].此外沿不同的方向測量SRF,驗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引導層產生水平剪切波,然后在其傳播路徑上集成磁性材料(Fe90Co10)78Si12B10,可以達到目前最高的靈敏度[108].水平剪切波局限于引導層的表面,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2000(°)/mT (圖10(e)),10 Hz 時探測極限低至70 pT/Hz1/2,100 Hz 時低至25 pT/Hz1/2(圖10(f))[39].基于延遲線結構的SAW 磁場傳感器不依賴于任何共振效應,因此其測量帶寬僅受聲波的傳播時間和器件的通帶寬度的限制.

圖10 基于SAW 的磁場傳感器 (a) ΔE 效應原理示意圖[107];(b) 基于SAW 諧振器的磁場傳感器 [40];(c) 不同方向的SRF 結果;(d) 基于SAW 延遲線的磁場傳感器[39];(e) 應用磁直流偏置場的磁場靈敏度;(f) 在距離載波信號的40 kHz 的頻率范圍內的探測極限(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射和接收電磁波的設備,在軍事、導航和射頻通信等領域發揮著重要作用,目前5G 通信迫切需要小型化且高輻射效率的天線[109].傳統的電天線通過電荷或磁偶極子的變速運動來輻射電磁波.為了實現高效輻射,傳統電天線的尺寸需要大于1/10 電磁波波長[110].近年來許多方法用來小型化天線的尺寸,包括優化天線形狀[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,傳統的電學天線性能仍存在Chu-Harrington 極限[119],進一步降低尺寸將導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合多層結構,工作過程包括輻射和接收信號.輻射時在壓電層兩端施加交變電壓,通過逆壓電效應產生動態應變,該應變傳遞到磁致伸縮層,通過逆磁致伸縮效應引起磁化的變化,從而產生變化的電磁場,進而輻射電磁波;接收時磁致伸縮層感知到電磁波的磁場分量,通過磁致伸縮效應產生應變,該應變傳遞到壓電層,通過壓電效應,在其兩端產生輸出電壓,實現了電磁波的接收過程.

采用微機電系統(micro-electro mechanical system,MEMS)技術,Nan等[41]于2017 年在實驗上利用AlN 作為壓電層,FeGaB 作為磁致伸縮層設計了基于薄膜體聲波諧振器(film bulk acoustic resonator,FBAR)結構的集成磁電天線.通過不同的諧振結構,利用寬度模式與厚度模式,如圖11(a),(b)所示,分別實現了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 年設計了一種在聲學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,結構如圖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,由多個周期的低聲阻抗或高聲阻抗的薄膜組成.由于反射系數高,聲能大多被反射回諧振腔中.理論上當材料和厚度完全優化時,反射系數可以接近于1.這種較低的聲能耗散轉化為更強的磁電耦合,進而導致更好的輻射效率和天線增益.

圖11 不同結構的磁電天線示意圖,包括NPR (a),FBAR (b)和SMR (c);(d) NPR 結構磁電耦合系數隨外加磁場的變化[41];(e) FBAR 天線的S 參數[41];(f) SMR 天線的S 參數[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電天線高100 萬倍,但輻射效率和帶寬在實際應用中都較低,還未超過電天線.近年來針對以上問題,在AlN/YIG 體系中通過調控外加磁場使YIG 的諧振頻率與AlN 相近,實現強的磁子-聲子耦合,從而將輻射效率提高100 倍,并擴大了帶寬[121].由于磁電耦合系數與外加偏置磁場有關,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,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,同樣可以通過并聯多個磁電天線實現天線陣列,增強輻射場強度和提高輻射效率[124].或者通過MEMS 操作,實現多個不同結構的諧振器并聯,實現多帶寬[125].

4.4 可調諧濾波器

濾波器廣泛應用于電子系統中,用來濾除不需要的信號.在現代電子系統,如可重構和多波段通信系統中理想的濾波器需要具備超寬帶、磁場和電場可調諧的特點.最近報道了一種基于具有輪廓傳輸模式的MEMS 磁電諧振器的可調諧射頻帶通濾波器[43],結構如圖12 所示.由磁致伸縮層FeGaB和壓電層AlN 的磁電異質結構組成的兩個耦合環形諧振器之間的鎖相,使電場和磁場可調諧帶通濾波器的演示成為可能.由于ΔE效應改變了磁致伸縮材料在磁場下的彈性模量,因此磁場作用下該磁電濾波器的中心頻率會發生變化.通過測量中心頻率隨外加磁場的變化,實現了50 Hz/μT 的頻率可調性.通過施加直流偏置電壓,提取了電場的頻率可調性為2.3 kHz/V.這種基于MEMS 技術的可調諧射頻帶通濾波器,結構緊湊小巧,與半導體CMOS 技術兼容.

5 總結與展望

綜上所述,磁聲耦合領域正處于高速發展的階段,在過去短短的十多年時間里已經取得了一系列開創性的突破,本文綜述了近十多年來該領域的重大進展.盡管對于磁學領域的研究者,聲波還不是一種得到廣泛使用的調控手段,但是近年來的研究表明,聲波已經展示了其在磁學研究中的巨大潛力.這些研究包括磁化動力學、磁阻尼因子、自旋泵浦、疇壁運動和斯格明子、磁化翻轉等等,其中許多主題仍是新興的研究領域,具有很大的應用潛力.例如SAW 輔助的STT 翻轉雖然模擬上已經預測了其可行性[71,72],但仍需實驗實現.另有模擬工作預測了應變媒介的SOT 翻轉[126],應變誘導的磁彈各向異性可以用來打破橫向對稱性,從而實現無場的確定性磁化翻轉.此外聲控磁性的研究領域還可以進一步擴大,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特優勢.在層間反鐵磁排列的CrCl3中,報道了聲波驅動的自旋波共振,展示了具有低功耗優勢的聲波技術與范德瓦耳斯材料優異的機械性能之間的有效結合[127].晶體反鐵磁中的磁彈耦合現象也被觀察到[128,129],因此可以期望在太赫茲頻率下實現反鐵磁的聲學共振激發,從而使用太赫茲聲波進行太赫茲自旋泵浦[130,131].除了磁性材料體系的拓寬,磁聲耦合的基礎物理也值得探索,包括強的磁子-聲子耦合[49,132]、雜化的磁聲準粒子和凝聚態[133]、磁性聲學超材料和聲子晶體中聲波的傳輸特性[134]等.除了磁學相關的研究,聲波最近也被用于層狀超導體NbSe2中電荷密度波的調制[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物理提供了一個全新且有趣的平臺,但超出了本綜述的范疇.

磁聲耦合的研究同時也催生出多種新型磁聲器件,具有很大的應用潛力.在聲學和射頻領域,磁性材料的集成使得用磁場來調控聲波傳輸和器件參數成為可能,這為聲學器件的調控和性能提升提供了全新的思路,比如磁傳感器、磁電天線、可調諧濾波器等.目前基于ΔE效應的磁傳感器能夠實現1 Hz 下5.1 pT/Hz1/2的檢測極限;磁電天線低頻下能夠實現120 m 的輻射距離,高頻下實現2.53 GHz 的有效輻射;可調諧濾波器實現了5 MHz/Oe 的頻率偏移.盡管目前開發了許多磁電器件,但仍存在許多挑戰和問題,例如:精確控制薄膜的生長,包括它們的晶體取向、組成和原子結構;疇結構和動態的翻轉;薄膜中磁電效應的尺寸效應;磁電耦合的動態行為;進一步了解磁電薄膜體系中不同的磁電耦合機理.從材料的角度來看,具有高壓電系數和低損耗的壓電材料以及具有大磁致伸縮系數和小阻尼因子的磁性材料仍被需要來獲得強的磁電耦合.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重點.同時磁聲耦合材料有望與現代微電子工藝結合,發展小型化、陣列化的集成器件.總之磁聲耦合領域有望取得進一步的重大突破,我們希望本綜述能進一步推動磁性與聲波、自旋與晶格耦合的物理現象,以及潛在的器件應用.