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Oct 18, 2023

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 18724 (2022) Citar este artículo

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Presentamos la visualización específica del elemento y resuelta en el tiempo de excitaciones uniformes de resonancia ferromagnética de una microestructura de bicapa de banda de permalloy (Py) disco-cobalto (Co). El componente transversal de alta frecuencia de la magnetización excitada resonantemente se muestrea en el régimen ps mediante una combinación de resonancia ferromagnética (FMR) y microscopía de rayos X de transmisión de barrido (STXM-FMR) que registra instantáneas de la precesión de magnetización local de Py y Co con nanómetros. resolucion espacial. El enfoque nos permite obtener una imagen individual de la respuesta dinámica resonante de cada elemento, y encontramos que el momento angular se transfiere del disco Py a la franja Co y viceversa en sus respectivas resonancias. El espectro FMR integral (cavidad) de nuestra muestra muestra una tercera resonancia adicional inesperada. Esta resonancia también se observa en los experimentos STXM-FMR. Nuestros hallazgos microscópicos sugieren que está gobernado por el intercambio magnético entre Py y Co, mostrando para la franja de Co una diferencia en la fase relativa de la magnetización debido a la influencia del campo errante.

Para la futura tecnología de la información se necesitan nuevos conceptos que involucren la carga del electrón así como su espín como unidad de información1. Se han introducido varios enfoques para la lógica basada en el magnetismo, que van desde los conceptos basados ​​en solitones2 hasta la magnónica en forma de, por ejemplo, computación magnónica diseñada genéticamente3,4 para superar las diversas limitaciones, por ejemplo, la carga térmica y las necesidades de energía, que encuentra la tecnología informática moderna. Este campo de la espintrónica y la magnónica requiere estudiar estructuras magnéticas aún más pequeñas en el régimen de gigahercios y terahercios.

Los dispositivos basados ​​en el espín generalmente constan de más de un material, lo que requiere la comprensión de las propiedades magnéticas dinámicas específicas del elemento y los modos de onda de espín resultantes en la escala nanométrica. Resonancia ferromagnética detectada por rayos X (XFMR)5,6,7,8,9,10,11,12,13, que combina resonancia ferromagnética (FMR) con magnetometría específica de elementos mediante dicroísmo circular magnético de rayos X (XMCD) ( ver 14,15 y referencias allí) es una herramienta única para abordar este desafío.

En este estudio se ha utilizado microscopía de rayos X de transmisión de barrido detectada FMR (STXM-FMR)16, que ofrece un muestreo temporal de hasta 17 ps y una resolución lateral nominal inferior a 50 nm en geometría XFMR transversal con una excitación de onda continua de la muestra16,17. 18,19,20,21. Se han monitoreado y analizado respuestas resonantes uniformes y no uniformes en la escala micro-22,23 y sub-50 nm nanometer24. Aquí investigamos las excitaciones resonantes de una microestructura de dos capas que consta de una franja de cobalto (Co) depositada en un disco de Permalloy (Py) con especificidad de elemento. Estudios anteriores de bicapas ferromagnéticas ultrafinas de igual dimensión (grosor normalmente de unos 10 nm o menos) mostraron dos modos de resonancia uniformes, normalmente explicados como modos ópticos o acústicos en fase y fuera de fase, por ejemplo, 25. En las mediciones FMR convencionales de nuestra microestructura bicapa con un espesor total de 60 nm se identifican las resonancias individuales de las microestructuras Py y Co. Además, se observa una tercera resonancia en ambos materiales, que no puede explicarse por el enfoque mencionado anteriormente para bicapas ultrafinas de igual dimensión, sino por Py y Co resonando en fase como una entidad, mediada por acoplamiento de intercambio. Por lo tanto, mediante nuestro STXM-FMR espacial, temporal y específico del elemento, se revela el origen de las tres resonancias, visualizando también las variaciones locales de fase y amplitud, que no son visibles en los espectros FMR convencionales.

Medimos las excitaciones FMR en su régimen lineal utilizando una configuración STXM-FMR espacialmente resuelta, específica de elemento y basada en microrresonador realizada en Stanford Synchrotron Radiation Lightsource (SSRL)16,18. La muestra es una franja de Co policristalino (2,0 \(\upmu\)m de largo, 0,5 \(\upmu\)m de ancho, 30 nm de espesor) depositada en un disco policristalino Permalloy(Py) con 2,5 \(\upmu\) m de diámetro y 30 nm de espesor (ver Fig. 1a). Se fabrica mediante litografía en tres pasos y deposición por haz de electrones del material ferromagnético26 sobre una membrana de Si\(_{3}\hbox {N}_{4}\) de 200 nm de espesor. Para medir el espectro FMR, la muestra se coloca en el bucle en forma de omega de un microrresonador que ofrece una sensibilidad de \(10^{6}\) \(\mu _{\text{B}}\)27,28 ,29. La muestra es excitada por un campo homogéneo de microondas linealmente polarizado con una amplitud de \(\le\) 1,5 mT. En la Fig. 1b se muestra una imagen STXM de la muestra con un tamaño de paso de 100 nm.

(a) Imagen de microscopía electrónica de barrido (SEM) de la bicapa del disco Co/Py en una membrana de Si\(_{3}\hbox {N}_{4}\). Se indica la orientación de B\(_{\text{ext}}\); (b) imagen STXM de la muestra en el bucle del microrresonador; El campo magnético de alta frecuencia oscila en la dirección fuera del plano (c) Espectro FMR de la muestra que se muestra en a) con cuatro resonancias principales, 1: resonancia Py, 2: resonancia acoplada, 3: resonancia central de banda Co, 4 : Resonancia de los lados largos de la raya Co.

La Figura 1c muestra el espectro FMR convencional de la muestra obtenida a una frecuencia de microondas de 9,27 GHz en un campo magnético \(\hbox {B}_{\text{Ext}}=0\)–200 mT con tres resonancias principales, la primera resonancia en \(\hbox {B}_{\text{Ext},1}=58,3\) mT, la segunda resonancia en \(\hbox {B}_{\text{Ext},2}=84,9\ ) mT, y la tercera resonancia en \(\hbox {B}_{\text{Ext},3}=112.7\) mT. Identificamos una cuarta resonancia adicional en \(\hbox {B}_{\text{Ext},4}=344\) mT con un ancho de línea de aproximadamente 8 mT correspondiente a un modo de borde de la franja de Co, como se muestra, por ejemplo en 28,29. En nuestra configuración STXM-FMR, solo se pueden registrar las tres resonancias por debajo de 200 mT debido al límite de \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\). Las resonancias 1 y 3 son modos del disco Py y la banda Co, respectivamente. La anisotropía magnetocristalina es insignificante en ambas muestras debido a su policristalinidad. La franja de Co exhibe el campo de resonancia más alto debido a la anisotropía de forma a pesar de su alta M\(_{\text{sat}}~=~1420~\hbox {kA}/\hbox {m}\)30 considerando la geometría de la franja y la orientación perpendicular de su lado largo a \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) (Fig. 1a), mientras que Py con M\(_{\text{sat}}~=~860~ \hbox {kA}/\hbox {m}\)30 muestra el campo de resonancia más bajo. Esto se confirma mediante mediciones de FMR dependientes del ángulo de una franja de Co29. Sin embargo, el origen de la resonancia intermedia 2 no se puede entender fácilmente, porque uno solo esperaría las dos resonancias individuales. La presencia de una tercera resonancia en un campo intermedio sugiere fuertemente que Co y Py resuenan como una entidad que resulta en una resonancia uniforme acoplada. Aunque parece razonable suponer que esto se debe al intercambio de acoplamiento a través de la interfaz, no es posible deducir directamente el mecanismo microscópico detrás de nuestra observación del espectro FMR clásico. Para dilucidar esto, usamos STXM-FMR.

En STXM-FMR, la muestra se mapea mediante un haz de rayos X enfocado (energía ajustable entre 200 eV y 1200 eV en el SSRL), mientras que la intensidad transmitida se detecta mediante un fotodiodo de rayos X de avalancha. B\(_{\text{ext}}\) se aplica en el plano de muestra a lo largo del eje corto de la franja de Co (Fig. 1a)) con orientación perpendicular a los rayos X polarizados circularmente incidentes. La componente transversal dependiente del tiempo de la magnetización a 9,129 GHz se prueba por medio del efecto XMCD, para más detalles ver16. La oscilación de magnetización se muestrea con 6 imágenes consecutivas separadas por una diferencia de fase estática de 60\(^\circ\) (18 ps), cada una con y sin excitación de microondas aplicada. Para extraer la absorción de rayos X inducida por microondas, se toma la diferencia respectiva de ambos conjuntos de datos. La Fig. 2a) muestra las 6 imágenes STXM-FMR resultantes en el borde Co L\(_{3}\) con un campo magnético externo aplicado de 112,7 mT (Fig. 1b). Un contraste más brillante y más oscuro indica una absorción de rayos X más alta o más baja que el promedio. El contraste dentro del área de la franja de Co indica una respuesta inducida por microondas. Por lo tanto, el contraste brillante y oscuro en la Fig. 2a) muestra las desviaciones de la magnetización de su orientación de equilibrio a lo largo del eje de oscilación del campo magnético de alta frecuencia. La figura 2b muestra la oscilación de la señal STXM-FMR en la posición de la franja de Co. Su máximo es visible en una fase relativa de alrededor de 90\(^\circ\). La curva negra en la Fig. 2b se registró en un campo fuera de resonancia de 30 mT y, por lo tanto, el Co solo es impulsado por el campo de microondas. La señal roja STXM-FMR se desplaza 90\(^\circ\), como se espera generalmente para una respuesta resonante31.

(a) 6 imágenes de diferencia STXM-FMR obtenidas de seis imágenes de microondas activadas y seis de microondas desactivadas registradas cada 60\(^\circ\) (18 ps) en el borde Co L\(_{3}\) en \( \hbox {B}_{\text{Ext},3}\). ( b ) Señal de transmisión de rayos X inducida por FMR (puntos rojos: en Co resonancia 3, cuadrados negros: sin resonancia) en función del tiempo.

Las medidas específicas del elemento y resueltas espacialmente representadas en la Fig. 3 muestran las imágenes STXM-FMR en el borde Ni L\(_{3}\) (852 eV) (Fig. 3a–c), y Co L\( _ {3}\)-borde (779 eV) (Fig. 3d-f) tomado en una fase relativa de 300\(^\circ\) que exhibe el contraste más alto, con un tamaño de paso de 100 nm y un tiempo de permanencia de 5000 EM. El contraste gris corresponde a un valor de contraste promedio, que se establece en el mismo nivel de color de fondo para todas las imágenes de la figura. En la figura 3a-c, el área circular completa del disco Py muestra el contraste STXM-FMR en los tres campos de resonancia, lo que indica una respuesta resonante del disco Py. Cada una de las imágenes STXM-FMR en la Fig. 3a-c) revela un área de contraste de color más oscuro en la ubicación de la franja de Co situada en la parte superior. La Fig. 3d-f muestra el contraste STXM-FMR que se origina en la banda Co mientras que el disco Py es casi invisible con la imagen STXM-FMR en resonancia 3 (Fig. 3f) que muestra el contraste de color más oscuro de todas las imágenes (Fig. 3d -F).

Las imágenes STXM-FMR tomadas en los B\(_{\text{ext}}\) respectivos para la resonancia 1, 2 y 3. (a)–(c) se registran en el Ni L\(_{3}\ )-borde, (d, e) se registran en el Co L\(_{3}\)-borde. Las imágenes STXM-FMR corresponden al intervalo de tiempo de 92 ps (300\(^\circ\)).

La imagen STXM-FMR tomada en la resonancia 1 que se muestra en la Fig. 3a (Ni L\(_{3}\)-edge) muestra una distribución de contraste uniforme dentro del área del disco con un área de contraste de mayor intensidad en la posición de la franja de Co . Esto corresponde a una respuesta resonante uniforme homogénea del disco Py como se esperaba del espectro FMR convencional (Fig. 1a). El contraste visible en la Fig. 3d dentro de la franja de Co se origina en el Co impulsado por el Py en resonancia, lo que induce un ligero aumento del movimiento de precesión en el disco Py (área de contraste de mayor intensidad en la Fig. 3a) mediado por acoplamiento de intercambio. La observación correspondiente se hace para el disco Py en \(\hbox {B}_{\text{ext},3}\), donde los momentos magnéticos Py son menos ágiles debido a su alineación en la dirección de B\(_ {\text{ext}}\), lo que hace que el disco Py sea impulsado solo ligeramente por el Co en resonancia. En consecuencia, el contraste del Co conducido en la Fig. 3d es más intenso que el del Py conducido en la Fig. 3c ya que los momentos Co no están completamente alineados a lo largo de B\(_{\text{ext},1}\) y por lo tanto son más ágiles y fáciles de manejar en comparación con los momentos Py del disco en B\(_{\text{ext},3}\). Esta excitación entre los dos constituyentes a través de la interfaz ilustra una transferencia de momento angular (corriente de espín) entre los dos materiales magnéticos debido al acoplamiento de intercambio.

En la resonancia 2, las imágenes de STXM-FMR en ambos bordes de absorción muestran un contraste distribuido uniformemente en la ubicación de ambos constituyentes de la muestra, lo que indica una resonancia acoplada que se origina en el acoplamiento de intercambio entre Py y Co que están en resonancia y contribuyen a la señal de STXM-FMR . Dichos modos se han observado antes en películas multicapa y se originan en el intercambio de interfaz entre ambos constituyentes. La longitud de intercambio en Co y Py es de varios nanómetros, por lo que en resonancia ferromagnética la muestra se comporta en esta zona como una aleación. Esto se puede ver, por ejemplo, en 32, donde existen espectros de ondas de espín en una magnetización efectiva de FeNi como una entidad similar a una aleación además de la resonancia de onda de espín individual de Fe. Nuestras mediciones STXM-FMR de resonancia 2 muestran en el borde Ni L\(_{3}\) que la resonancia se puede observar en toda el área del disco con un contraste más oscuro en la posición de la franja/interfaz de Co, más ancha que el contraste visto en el borde Co L\(_{3}\), ya que los giros del borde de Co aún no están alineados a lo largo de B\(_{\text{ext},2}\) y, por lo tanto, no están en resonancia. Esto se debe a que, además de la longitud de intercambio para esta excitación, es importante la longitud de coherencia de la precesión FMR, que varía según el material hasta varios milímetros (por ejemplo, decenas de \(\upmu\)m para Py33). En consecuencia, las intensidades de los tres modos de resonancia que se muestran en la Fig. 2b son consistentes con esta interpretación. La resonancia Py 1 muestra la mayor intensidad debido al mayor volumen de muestra, por lo tanto la resonancia de acoplamiento 2 muestra menor intensidad ya que se origina como se describió anteriormente solo de una parte de la muestra, mientras que la resonancia Co 3 presenta la menor intensidad, correspondiente a la menor volumen excitado.

La orientación de la magnetización y la influencia del acoplamiento dipolar magnético en la resonancia 2 se han visualizado mediante simulaciones micromagnéticas utilizando MuMax334,35. Se simula una microestructura bicapa de disco Py (2500 nm\(\times\)30 nm)/Co stripe (2000 nm\(\times\)500 nm\(\times\)30 nm) en \(\hbox {B} _ {\text{Ext}}\) = 85 mT, orientada como se muestra en la Fig. 1a. Los parámetros de simulación son 860 kA/m (Py) y 1420 kA/m (Co) como magnetización de saturación (ambos valores30) y \(13 \times 10^{-12}\) J/m (Py) y \(30 \times 10^{-12}\) J/m (Co) como rigidez de intercambio (ambos valores36). La cuadrícula de simulación consta de \(502 \times 502 \times 14\) celdas con celdas de igual dimensión de \(5 \times 5 \times 5\) nm\(^{3}\), que se encuentran por debajo de la longitud de intercambio de 5,3 nm (Py, por ejemplo, 37) y 8,1 nm (Co, por ejemplo, 38). La distribución de magnetización bidimensional después de la relajación bajo campo desde un estado inicial aleatorio se muestra en la Fig. 4a, b para ambos componentes de la muestra. La diferente orientación de la magnetización hacia los bordes largos de la raya se puede ver claramente en la raya Co, así como impresa en el disco Py. La intensidad del campo de desmagnetización/parásito se muestra en la Fig. 4c, d para el disco Py y la franja de Co, respectivamente. La Fig. 4c indica claramente la influencia de la franja de Co en el disco de Py debido a la interacción dipolar magnética debida al mayor valor de la intensidad del campo de desmagnetización de aproximadamente 100 mT en la posición de la franja. Se hace evidente a partir de la Fig. 4 que la magnetización en la franja de Co no está saturada en \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) = 85 mT, con los momentos magnéticos de Co no alineados a lo largo de la dirección del campo en los bordes de la franja larga, como se indica en la Fig. 4b. Esta magnetización orientada de manera diferente hacia los bordes de Co Stripe da como resultado un campo de resonancia diferente de los bordes, que se manifiesta por la presencia de la resonancia de borde en \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) = 344 mT (resonancia 4) que se muestra en la Fig. 1c.

( a, b ) Representación bidimensional simulada de la distribución de magnetización para el disco Py y la franja Co, respectivamente. (c, d) represente la desmagnetización correspondiente y las intensidades de campo errante, que representan la capa central de la geometría simulada. (a–d) se simularon en \(\hbox {B}_{\text{Ext}}\) = 85 mT orientados perpendicularmente a los lados largos de la franja de Co. ( e, f ) Resultado del análisis de ajuste por píxeles de las imágenes STXM-FMR, la codificación de colores de la amplitud y la fase relativa se muestra en la barra de colores. Las imágenes STXM-FMR representan la resonancia 2 visible a 84,9 mT en la Fig. 1c.

Un análisis de amplitud y fase de las 6 imágenes STXM-FMR registradas39 en resonancia 2, que se muestra en la Fig. 4c, d en el borde Ni y Co L\(_{3}\), revela más detalles sobre el origen de la FMR excitaciones, no visibles directamente en los gráficos en escala de grises. Después de normalizar los datos STXM-FMR a la intensidad promedio de cada imagen, se aplica un ajuste sinusoidal a la evolución temporal de cada píxel. Por lo tanto, los píxeles de la imagen STXM-FMR se pueden codificar con colores que representan la amplitud, la fase y la precisión de ajuste obtenida de los ajustes sinusoidales. La codificación de colores se eligió de tal manera que los píxeles brillantes representan una gran amplitud, la fase se representa como el valor del matiz y los píxeles con una saturación muy alta indican una precisión de ajuste alta al codificar el valor p obtenido del ajuste como saturación de color. Por lo tanto, la Fig. 4e indica una fase relativa homogéneamente distribuida de aproximadamente \(90^\circ\) para la excitación de microondas dentro de todo el disco Py, mientras que la amplitud de la excitación Py es mayor en la posición del borde superior e inferior de la franja de Co, que no es directamente visible en la Fig. 3b. La Figura 4f muestra píxeles de colores brillantes y saturados solo en la posición de la franja Co, que representa diferentes valores de fase entre el centro (aprox. \(90^\circ\) como con Py) y los bordes superior e inferior (polos) de la franja de Co (aprox. \(60^\circ\)), debido, como en el caso de un imán de barra típico, a la influencia del campo de dispersión. Esto conduce a una fase diferente en los bordes superior e inferior de la franja de Co. El cambio de fase local solo se puede resolver con nuestra técnica. La Figura 4e, f demuestra que la resonancia acoplada de intercambio 2 se excita principalmente en las áreas que se superponen directamente del disco y la banda y no se debe a una excitación de modo óptico o acústico, tanto Py como Co están resonando en el valor de campo correspondiente al uno de una entidad similar a una aleación, que se demuestra por fases similares.

La observación STXM-FMR de las tres resonancias está de acuerdo con los anchos de línea observados en la Fig. 1c. El mayor ancho de línea pico a pico de 15 mT se observa en la resonancia 1, donde todo el disco Py está en resonancia pero impulsa los momentos Co en el área de la franja Co. Esto produce un amortiguamiento adicional para Py y una distribución de línea adicional que resulta del área exterior y debajo de la franja. Lo mismo es válido para la resonancia Co 3 (ancho de línea de pico a pico de 10 mT), donde el Co está impulsando el Py debajo, que ya está completamente alineado con el campo externo y, por lo tanto, proporciona una amortiguación más fuerte. La resonancia de acoplamiento 2 tiene el ancho de línea pico a pico más pequeño (alrededor de 5 mT). Además, es visible una forma de línea asimétrica de la resonancia que indica una distribución de diferentes excitaciones.

Se ha analizado la dinámica de magnetización de una microestructura de bicapa de banda de Py disk Co acoplada en el régimen de respuesta lineal con especificidad de elemento, resolución espacial, temporal y de fase. En la resonancia de Py, la magnetización del Co es impulsada a la precesión por la transferencia de momento angular mediada por el acoplamiento de intercambio del Py en precesión. Mostramos en nuestro experimento que una polarización de espín con precesión coherente se transfiere a través del intercambio entre materiales en la interfaz con el material ferromagnético, que no está en resonancia.

En investigaciones anteriores de bicapas ultrafinas ferromagnéticas extendidas, se observaron dos resonancias principales atribuidas a un modo óptico o acústico en fase y fuera de fase25. En contraste, aquí revelamos en la microestructura bicapa la aparición de un tercer modo de resonancia principal, que se explica por la resonancia de Py y Co como una entidad acoplada intercambiada. Usando un método de análisis de amplitud y fase, se revela una excitación no homogénea de la banda de Co en la resonancia acoplada, debido a los efectos de campo errante en los polos de la banda, cuya influencia se visualiza mediante simulaciones micromagnéticas. Por lo tanto, este modo se identifica como una excitación de intercambio acoplado e influenciada dipolarmente de la microestructura de banda de disco Co/Py.

Los conjuntos de datos utilizados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.

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Descargar referencias

Los autores desean agradecer a la Fundación Alemana de Investigación (proyectos DFG: 321560838 (OL513/1-1) 405553726 TRR 270) y al Fondo de Ciencias de Austria (proyecto FWF: I 3050-N36) por su apoyo financiero. Agradecemos la asistencia experimental de S. Bonetti durante la configuración de la línea de luz. El uso de la fuente de luz de radiación de sincrotrón de Stanford, SLAC National Accelerator Laboratory, cuenta con el respaldo del Departamento de Energía de EE. UU., Oficina de Ciencias, Oficina de Ciencias Energéticas Básicas bajo el Contrato No. DE-AC02-76SF00515.

Financiamiento de acceso abierto habilitado y organizado por Projekt DEAL.

Thomas Feggeler y Hendrik Ohldag

Dirección actual: Fuente de luz avanzada, Laboratorio Nacional Lawrence Berkeley, Berkeley, CA, EE. UU.

Facultad de Física y Centro de Nanointegración Duisburg-Essen (CENIDE), Universidad de Duisburg-Essen, 47048, Duisburg, Alemania

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

Centro Ernst Ruska de Microscopía y Espectroscopía con Electrones e Instituto Peter Grünberg, Forschungszentrum Jülich GmbH, 52425, Jülich, Alemania

benjamin zingsem

Instituto de Semiconductores y Física del Estado Sólido, Universidad Johannes Kepler de Linz, 4040, Linz, Austria

Taddäus Schaffers y Andreas Ney

Laboratorio Nacional de Aceleradores SLAC, Menlo Park, CA, 94025, EE. UU.

hendrik ohldag

Departamento de Física, Universidad de California Santa Cruz, Santa Cruz, CA, 95064, EE. UU.

hendrik ohldag

Departamento de Ciencias e Ingeniería de Materiales, Universidad de Stanford, Stanford, CA, 94305, EE. UU.

hendrik ohldag

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RM, DS, KO y AN concibieron los experimentos, RM, DS, AN, CS y HO realizaron los experimentos, TF realizó las simulaciones micromagnéticas, TF, KO, RM y DS analizaron los datos, TF, KO , RM escribió el manuscrito con el apoyo de DS, BZ, TS, HW, MF y HO Todos los autores revisaron el manuscrito.

Correspondencia a Thomas Feggeler.

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Reimpresiones y permisos

Feggeler, T., Meckenstock, R., Spoddig, D. et al. Visualización específica de elementos del acoplamiento magnético dinámico en una microestructura bicapa de Co/Py. Informe científico 12, 18724 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-23273-y

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Recibido: 16 mayo 2022

Aceptado: 27 de octubre de 2022

Publicado: 04 noviembre 2022

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

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