Evidencia directa de emisión de terahercios derivada de un efecto Hall anómalo

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 5988 (2023) Citar este artículo

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Una comprensión detallada de los diferentes mecanismos responsables de la emisión de terahercios (THz) en materiales ferromagnéticos (FM) ayudará a diseñar emisores de THz eficientes. En este informe, presentamos evidencia directa de la emisión de THz de películas delgadas de Co\(_{0.4}\)Fe\(_{0.4}\)B\(_{0.2}\) (CoFeB) FM de una sola capa. El mecanismo dominante responsable de la emisión de THz es el efecto Hall anómalo (AHE), que es un efecto de una corriente de reflujo neto en la capa de FM creada por la corriente polarizada de espín reflejada en las interfaces de la capa de FM. La emisión de THz del emisor CoFeB basado en AHE se optimiza variando su espesor, orientación y fluencia de bombeo del rayo láser. Los resultados de las mediciones de transporte eléctrico muestran que la dispersión sesgada de los portadores de carga es responsable de la emisión de THz en el emisor de THz basado en CoFeB AHE.

La región del espectro electromagnético que se encuentra entre la radiación de microondas cercana y la radiación de infrarrojo lejano es la llamada radiación de terahercios (THz) o brecha de THz, es decir, normalmente frecuencias entre 100 GHz y 30 THz. La radiación de terahercios encuentra aplicaciones en diversos campos, como la medicina, la seguridad, etc.1,2. La conmutación fotoconductora, la rectificación óptica, la fotocorriente transitoria en plasma de aire y la generación de frecuencia diferencial constituyen técnicas que se emplean para la generación de radiación THz3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13. Además, la emisión de THz de materiales magnéticos, utilizando el grado de libertad de espín, ha ganado popularidad recientemente como un marco prometedor para la generación de radiación de banda ancha sin espacios de absorción de fonones y con una intensidad comparable a la fuente estándar de THz de telururo de zinc14,15.

Existen varios mecanismos posibles que pueden explicar la generación de THz en sistemas basados en espín. Beaurepaire et al.16 descubrieron la desmagnetización ultrarrápida (UDM) en 1996, demostrando que una película de Ni ferromagnética (FM) cuando se desmagnetiza en una escala de tiempo de subpicosegundos mediante una excitación de pulso láser de femtosegundo (fs) genera radiación de THz17. La radiación THz es en este caso proporcional a la segunda derivada temporal de la magnetización18 y muestra una dependencia lineal del espesor de la capa de FM. Recientemente, Kampfrath et al.14,19 descubrieron un mecanismo alternativo para la generación de THz, que utiliza el efecto Hall de espín inverso (iSHE) o el efecto Rasbha Edelstein inverso (iREE). Aquí, el mecanismo de generación requiere una heteroestructura magnética que consta de una capa FM y una capa no magnética (NM) que posee una alta eficiencia de conversión de espín a carga (S2C). En este mecanismo, la amplitud de la emisión de THz depende en gran medida de la eficiencia de conversión de S2C. Recientemente, se ha demostrado que los emisores de THz pueden diseñarse utilizando una única capa de FM, que utiliza el fenómeno anómalo del efecto Hall (AHE)20,21,22,23. Por un lado, el mecanismo UDM se basa en las propiedades masivas de una única capa FM, mientras que, por otro lado, el mecanismo AHE corresponde a un efecto combinado de la interfaz y las propiedades masivas, que se analizarán más adelante.

Un pulso de láser fs, cuando incide sobre una capa de FM, excitará electrones calientes en la capa de FM. El sistema alcanza el equilibrio mediante interacciones electrón-electrón, electrón-fonón y electrón-magnón. Antes de alcanzar el equilibrio con respecto a las interacciones electrón-electrón, los electrones calientes adquieren una velocidad del orden \(10^6\) m/s y se mueven dentro de la capa FM de manera superdifusiva24,25. Al alcanzar las interfaces FM/dieléctrica como se indica en la Fig. 1, los electrones se reflejan desde las interfaces para formar una corriente de reflujo neto (\(j_{bf}\)) a lo largo de la dirección del espesor de la película25. En presencia del AHE, \(j_{bf}\) se convierte en una corriente transitoria (\(j_t\)) definida como \(j_t = \theta _{AHE} (m \times j_{bf}\) ), donde \(\theta _{AHE}\) y m son el ángulo de Hall anómalo y la dirección de magnetización, respectivamente. La corriente de reflujo neta depende de las propiedades dieléctricas de las interfaces, su rugosidad y las propiedades de la capa FM, como \(\theta _{AHE}\) y m.

Esquema de la emisión de THz del emisor CoFeB basado en AHE. (a) Bombeo desde el lado del sustrato y (b) bombeo desde el lado de la tapa. j\(_{bf1(2)}\) y r\(_{1(2)}\) representan las corrientes de reflujo y los coeficientes de reflexión de electrones, respectivamente, en la interfaz. Aquí, 1 y 2 corresponden a las interfaces sustrato/CoFeB y CoFeB/recubrimiento, respectivamente.

Recientemente, Zhang et al.21 informaron la emisión de THz en capas de FM con diferentes \(\theta _{AHE}\), donde (Fe\(_{0.8}\)Mn\(_{0.2}\))\( Se encontró que _{0.67}\)Pt\(_{0.33}\) (FeMnPt) con \(\theta _{AHE}\) = 0.0269 exhibe la mayor emisión de THz. Sin embargo, en el mismo estudio, se encontró que la amplitud de THz era mucho menor para Co\(_{0.2}\)Fe\(_{0.6}\)B\(_{0.2}\) a pesar de que el ángulo anómalo de Hall para Co\(_{0.4}\)Fe\(_{0.4}\)B\(_{0.2}\) es del mismo orden de magnitud (\(\theta _{AHE}^{CoFeB}\sim \) − 0,023) que el de FeMnPt23. Además, se descubrió que NiFe presenta una emisión de THz mayor que Co\(_{0.2}\)Fe\(_{0.6}\)B\(_{0.2}\), lo que contradice los resultados informados por Seifert et al. .14. Tenga en cuenta que el último estudio utilizó el mecanismo iSHE para la generación de THz. Liu et al.22 lograron distinguir y separar las diferentes contribuciones a la radiación THz, donde demostraron que el mecanismo UDM (dipolo magnético) depende linealmente del espesor de la capa de FM mientras que el mecanismo AHE no. Además, la composición de la capa de FM define la magnitud de \(\theta _{AHE}\), que es un factor importante en los emisores THZ basados en AHE20. Sin embargo, aún falta un estudio sistemático que proporcione evidencia directa de la relación entre el ángulo anómalo de Hall y la emisión de terahercios en capas individuales de FM.

En este estudio, utilizamos Co\(_{0.4}\)Fe\(_{0.4}\)B\(_{0.2}\) (CoFeB) como capa de AHE para revelar el impacto del AHE en los THz. emisión. Proporcionamos evidencia directa de la relación entre el AHE y la emisión de THz en CoFeB, presentando resultados de estudios sistemáticos del efecto del espesor de CoFeB sobre la resistividad anómala de Hall, el ángulo anómalo de Hall y el coeficiente anómalo de Hall. Además, también revelamos el mecanismo detrás del AHE en CoFeB.

Se depositaron películas delgadas de CoFeB con diferentes espesores (\(t_{\text{CoFeB}}\)) sobre sustratos de Al\(_2\)O\(_3\) a temperatura ambiente mediante pulverización catódica con magnetrón de CC. Se usó Al (3 nm) como capa protectora para proteger las películas de CoFeB y para proporcionar una interfaz adicional para la corriente de reflujo (consulte la sección "Métodos"). Las películas de CoFeB depositadas se investigaron mediante difracción de rayos X de incidencia rasante (GIXRD), así como reflectividad de rayos X (XRR) con radiación Cu K\(_\alpha\) (consulte la sección "Métodos"). Se descubrió que todas las películas de CoFeB son de naturaleza amorfa ya que no hay un pico de Bragg para las películas de CoFeB, como se muestra en la Fig. 2a. El espesor de la película y la rugosidad de la interfaz se investigaron simulando los espectros XRR (líneas rojas) utilizando el software GenX26. Los espectros XRR observados y simulados se muestran en la Fig. 2b. Los valores estimados de los espesores de película y las rugosidades de ambas interfaces para nuestra pila se presentan en la Tabla 1. Aquí, encontramos que \(\sigma _{{\text{CoFeB}}}/capping}\) es mayor que \(\sigma _{sustrato/{\text{CoFeB}}}\), que contribuye a la corriente neta de reflujo.

(a) espectros XRD para nuestros emisores con diferentes espesores nominales de CoFeB, y (b) espectros XRR para nuestros emisores con diferentes espesores nominales de CoFeB. Los símbolos de colores y las líneas rojas corresponden a datos experimentales observados y simulados, respectivamente.

(a) Picos en \(\sim\) 4 ps: forma de onda THz en el dominio del tiempo (t) para sustrato/CoFeB (5 nm)/emisor de tapa con diferentes direcciones de magnetización (\(\pm \,M\)) cuando bombeo desde el lado del sustrato. Picos en \(\sim\) 8 ps: forma de onda de THz bombeando desde la capa de cobertura y los lados del sustrato mientras se mantiene la misma dirección de magnetización. La escala de tiempo se cambia para una mejor visualización de ambos casos. (b) Transformada rápida de Fourier del campo eléctrico de THz y el recuadro muestra la amplitud de pico a pico de THz para emisores de sustrato/CoFeB(\(t_{\text{CoFeB}}\) nm)/cap en función de la fluencia de la bomba.

La Figura 1 ilustra un esquema de la emisión de THz de emisores de CoFeB basados en AHE cuando el pulso láser se irradia desde el sustrato y los lados de cobertura. Debido a la diferente rugosidad de la interfaz (ver Tabla 1), se espera una corriente neta de reflujo. Según la relación \(j_t = \theta _{AHE}\) (\(m \times j_{bf}\)), la dirección de la corriente neta de reflujo depende de dos factores; la dirección de magnetización (m) y la dirección del lado de bombeo (es decir, bombeo láser desde el lado del sustrato o desde el lado de recubrimiento).

La emisión de terahercios debida a iSHE puede despreciarse, ya que no hay metales pesados con un gran acoplamiento de órbita de espín (es decir, alta eficiencia de conversión de S2C) en nuestras películas. En cambio, el origen de la emisión de THz registrada puede resultar de una combinación de los mecanismos UDM y AHE. La Figura 3a muestra las formas de onda de THz generadas a partir de un sustrato/CoFeB (5 nm)/emisor de tapa con diferentes polaridades de magnetización y diferentes lados de bombeo. Tenga en cuenta que la polaridad de la forma de onda THz se invierte cuando se invierte la dirección de magnetización mientras se mantiene el lado de bombeo igual (es decir, la dirección neta de la corriente de reflujo es la misma). Por tanto, la emisión de THz es claramente de origen magnético. Además, la polaridad de la forma de onda THz se invierte cuando se invierte la muestra, lo que se atribuye al AHE debido a un cambio en la dirección de la corriente de reflujo neto. Cabe señalar que las polaridades de las formas de onda serán las mismas para el mecanismo UDM debido a una dinámica de magnetización similar. Para distinguir entre las contribuciones de AHE y UDM a la emisión de THz, se siguió el enfoque de Liu et al.22 comparando la forma de onda de THz emitida desde los lados de cobertura y sustrato del emisor. La diferencia entre estas formas de onda revela que el AHE es el efecto dominante, contribuyendo \(\sim\) el 93% de la emisión de THz, mientras que UDM contribuye sólo \(\sim\) el 7%. Por lo tanto, esto indica claramente que el mecanismo de emisión de THz dominante para los emisores de CoFeB es el AHE, que es una combinación de efectos de masa y de interfaz. La dependencia de la amplitud pico a pico de THz (\(E_{THz}^{PP}\)) de la fluencia de la bomba láser se muestra en el recuadro de la Fig. 3b. Tenga en cuenta que \(E_{THz}^{PP}\) muestra un comportamiento lineal hasta 0,18 mJ/cm\(^2\) de fluencia de la bomba, por lo que la fluencia de la bomba se fijó en 0,18 mJ/cm\(^2\) para el estudio dependiente del espesor como se analiza a continuación.

Resultados de mediciones de resistividad Hall (\(\rho _{xy}\)) y longitudinal (\(\rho _{xx}\)) en películas de CoFeB con diferentes espesores. (a) \(\rho _{xy}\) frente al campo magnético aplicado (\(\mu _0 H_{applied})\), (b) \(\rho _{xy}^{AH}\) frente a . \(t_{{\text{CoFeB}}}\) donde \(\rho _{xy}^{AH}\) corresponde al valor de saturación de \(\rho _{xy}\), (c) \(\rho _{xx}\) vs. \(t_{{\text{CoFeB}}}\), y (d) amplitud pico a pico de THz (eje y derecho) y ángulo de Hall anómalo (eje y eje y) frente a \(t_{{\text{CoFeB}}}\).

Se midió la dependencia del espesor de CoFeB del AHE para investigar más a fondo la relación entre la emisión de THz y el AHE. En el recuadro de la Fig. 4b se muestra un esquema de la medición de AHE utilizando una geometría de barra Hall. Se aplicó una corriente continua longitudinal (4 mA) y se midió el voltaje transversal (es decir, voltaje Hall) mientras se barría el campo magnético fuera del plano. En la Fig. 4a, la resistividad Hall (\(\rho _{xy}\)) contiene contribuciones del AHE y el efecto Hall ordinario. La resistividad Hall anómala (\(\rho _{xy}^{AH}\)), definida como el valor de saturación de \(\rho _{xy}\), se extrajo después de restar la contribución del efecto Hall ordinario; la dependencia del espesor de \(\rho _{xy}^{AH}\) se muestra en la Fig. 4b. También se midió la dependencia del espesor de CoFeB de la resistividad longitudinal (\(\rho _{xx}\)), que sigue un comportamiento exponencial como se muestra en la Fig. 4c. La relación entre la resistividad de Hall anómala y la resistividad longitudinal define el ángulo de Hall anómalo (\(\theta _{AHE} = \rho _{xy}^{AH}/\rho _{xx}\)). En la Fig. 4d se muestra una comparación de la amplitud pico a pico de \(\theta _{AHE}\) y THz en función del espesor de CoFeB. Tanto \(\theta _{AHE}\) como \(E_{THz}\) aumentan y siguen una tendencia similar hasta aproximadamente 5 nm de espesor de CoFeB. Sin embargo, mientras \(\theta _{AHE}\) se satura con un aumento adicional del espesor de CoFeB, \(E_{THz}^{PP}\) disminuye. El aumento de la amplitud de la emisión de THz hasta un espesor de CoFeB de 5 nm también puede explicarse por el hecho de que el campo aplicado (\(\sim\) 85 mT) durante el experimento de emisión de THz no es suficiente para saturar completamente las películas de CoFeB, como puede tener el CoFeB. una anisotropía fuera del plano o de cono fácil en el régimen de bajo espesor. Por lo tanto, se midieron bucles de histéresis de magnetización en el plano para todas las películas, lo que muestra claramente que esta no es una explicación válida para las películas estudiadas; La magnetización de todas las películas de CoFeB se satura en campos magnéticos inferiores a 85 mT, como se muestra en el recuadro de la Fig. 5b. La disminución de la amplitud de emisión de THz con un mayor espesor de CoFeB se puede explicar por el hecho de que la corriente de espín generada por el pulso láser escala como \(A/t_{{\text{CoFeB}}}\)15, donde A es el absorción del pulso de bomba incidente por el emisor y \(t_{{\text{CoFeB}}}\) es el espesor de la capa de CoFeB. Por lo tanto, la absorción del pulso láser incidente se calculó midiendo las potencias incidente (\(P_{inc}\)), reflejada (\(P_{ref}\)) y transmitida (\(P_{trans}\)) en el rango óptico para todas las películas CoFeB. La absorción se calculó a partir de \(A = 1-TR\), donde \(T=P_{trans}/P_{inc}\) y \(R=P_{ref} / P_{inc}\) son la transmitancia y reflectancia, respectivamente. La absorción en función del espesor de CoFeB se muestra en la Fig. 5a, que disminuye del 60 al 45% a medida que aumenta el espesor de CoFeB. Tenga en cuenta que el cambio en la absorción (\(\sim\) 33%) no es suficiente para explicar la disminución de la emisión de THz (\(\sim\) 2 veces). En cambio, los resultados muestran que la disminución de la amplitud de emisión de THz está dominada por el efecto de espesor (es decir, el efecto de cavidad de Fabry-Perot14,15). Además, la autoabsorción de radiación de THz también conduce a una disminución de la intensidad de emisión de THz en el régimen de gran espesor. En nuestro trabajo anterior15, informamos que la escala de autoabsorción es \(e^{-t_{{\text{CoFeB}}}/\zeta _{THz}}\), donde \(\zeta _{THz} \) es el coeficiente de atenuación inversa efectiva de la radiación THz. Para emisores metálicos de THz, \(\zeta _{THz}\) oscila entre 14 y 22 nm15,21,27. Por lo tanto, la disminución de la intensidad de la emisión de THz a mayor espesor es un efecto combinado del espesor y la autoabsorción de la radiación de THz en el emisor basado en CoFeB.

Los resultados experimentales confirman que el mecanismo dominante para la emisión de THz en CoFeB es el AHE. Sin embargo, la AHE puede tener contribuciones tanto intrínsecas como extrínsecas. La contribución intrínseca al AHE surge de la estructura de bandas electrónicas y de la fase Berry28, que generalmente requiere el crecimiento de capas epitaxiales. En nuestro caso, es poco probable que se produzca una contribución intrínseca dominante al AHE, ya que las películas de CoFeB son de naturaleza amorfa. Además, la contribución extrínseca se origina en la dispersión de impurezas, como el salto lateral y la dispersión sesgada28. Se espera que la resistividad Hall anómala sea proporcional a la magnetización de saturación (\(M_s\))28, es decir, \(\rho _{xy}^{AH}=R_sM_s\), donde \(R_s\) es la resistividad anómala Coeficiente Hall. \(R_s\) aumenta linealmente con \(\rho _{xx}\) para la dispersión sesgada (es decir, \(R_s\) \(\propto \rho _{xx}\)), mientras que la dependencia es parabólica para los lados dispersión por salto (es decir, \(R_s \propto \rho _{xx}^2\)). Por lo tanto, se midió la dependencia del espesor de CoFeB de \(M_s\) para poder identificar el mecanismo de dispersión dominante para CoFeB; los resultados se muestran en la Fig. 5b. La Figura 5c muestra \(\rho _{xy}^{AH}/M_s\) frente a \(\rho _{xx}\), lo que indica una relación lineal. Aquí, la resistencia anómala de Hall (R\(_s\) = \(\rho _{xy}^{AH}\)/M\(_s\)) se ve significativamente afectada para un espesor nominal de CoFeB de 2 nm, desviándose fuertemente de la relación lineal observada a mayor espesor. La desviación se ve reforzada por la capa muerta magnética (DL), que se calculó en 0,59 nm (ver Fig. 5d), lo que resulta en un mayor impacto de la dispersión de la interfaz en el transporte del portador de carga en el régimen de bajo espesor. Además, se encuentra que la rugosidad de la interfaz sustrato/CoFeB es menor que la de la interfaz CoFeB/recubrimiento (consulte la Tabla 1). Esto indica que la interfaz CoFeB/capping juega un papel dominante para la resistividad longitudinal con un espesor de película bajo. La desviación para el emisor de CoFeB de 2 nm de espesor se explica por lo tanto porque el transporte eléctrico a un espesor tan bajo está dominado por la dispersión de superficie/interfaz y que esta dispersión puede no ser un mecanismo eficiente para AHE ya que es en su mayor parte independiente del espín20. Tenga en cuenta que la medición anómala del ángulo de Hall se basa en el modelo de transporte difusivo, mientras que la emisión de THz involucró el modelo de transporte superdifusivo. Los electrones de conducción involucrados en el modelo de transporte superdifusivo están ubicados cerca del nivel de Fermi, lo que los hace equivalentes a los electrones de conducción en el modelo de transporte difusivo. Seifert et al.29 demostraron que la conductividad Hall anómala y el ángulo Hall anómalo son independientes de la frecuencia hasta 40 THz y, por lo tanto, son consistentes con la conductividad Hall anómala de CC dentro de una barra de error del 2%.

(a) Transmisión (T), reflectancia (R) y absorción (A) frente a \(t_{{\text{CoFeB}}}\). Las líneas continuas se muestran como guía para la vista. (b) Magnetización de saturación \(\mu _0M_s\) vs. \(t_{{\text{CoFeB}}}\). La línea continua se muestra como guía para el ojo. (c) \(\rho _{xy}^{AH}/\mu _0M_s\) frente a \(\rho _{xx}\). La línea continua es un ajuste lineal que excluye el resultado de la película de 2 nm de espesor. (d) \(\mu _0M_s \cdot t_{{\text{CoFeB}}}\) frente a \(t_{{\text{CoFeB}}}\). La línea continua es un ajuste lineal a los datos experimentales.

En resumen, proporcionamos evidencia directa de que la emisión de THz en películas delgadas de CoFeB es una consecuencia del efecto Hall anómalo. La emisión de THz de películas de CoFeB de una sola capa se ha estudiado en función del espesor de CoFeB y la fluencia de la bomba del láser. Se muestra que la emisión de THz es el resultado de las corrientes no térmicas polarizadas por espín creadas por el pulso del láser, que se reflejan en las interfaces de la capa ferromagnética, formando una corriente de reflujo neta que se convierte en una corriente de carga transversal a través de la vía anómala. Efecto Hall. Los resultados de las mediciones de transporte eléctrico muestran que el ángulo de Hall anómalo aumenta con un aumento del espesor de la capa de CoFeB hasta aproximadamente 5 nm de CoFeB, después de lo cual se satura con un mayor aumento del espesor. Esto puede contrastarse con la dependencia del espesor de la amplitud de THz emitida, para la cual el aumento hasta aproximadamente 5 nm es reemplazado por una disminución debido al efecto de cavidad de Fabry-Perot. Por último, un análisis detallado de los resultados obtenidos de las mediciones de transporte eléctrico indica que la dispersión sesgada es el mecanismo dominante en nuestro emisor anómalo de CoFeB THz basado en el efecto Hall.

Se depositaron películas delgadas de CoFeB con diferentes espesores (\(t_{{\text{CoFeB}}}\)) a temperatura ambiente utilizando un sistema de pulverización catódica con magnetrón de CC equipado con una bomba turbo, logrando una presión base de 1 \(\times\ ) 10\(^{-10}\) Torr. La presión base y la presión de trabajo de la cámara durante la deposición fueron \(5 \times 10^{-10}\) y \(2 \times 10^{-3}\) Torr, respectivamente, donde se utilizó gas Ar con 99,999 % de pureza. como un gas chisporroteante. Antes de la deposición, los sustratos de Al\(_2\)O\(_3\) pulidos por un solo lado (espesor \(\sim\) 0,5 mm) se precalentaron a una presión base a 600 \(^{\circ }\) C durante 1 h y luego se enfrió a temperatura ambiente antes de la deposición. Los sustratos se rotaron a una velocidad de 6 rpm para un crecimiento uniforme. La tasa de deposición de CoFeB se calibró mediante mediciones XRR. Para proteger la capa de CoFeB de la oxidación y proporcionar una interfaz adicional para la corriente de reflujo, se depositó una capa de tapa de Al de 3 nm de espesor. La capa de Al se oxida completamente en condiciones ambientales.

En GIXRD, la radiación de rayos X Cu K\(_{\alpha }\) incidió sobre los emisores con un ángulo de incidencia de \(\omega\) = 1\(^{\circ }\). Los escaneos GIXRD se realizaron en modo de escaneo continuo con el ángulo de dispersión, 2\(\theta\), en el rango de 10\(^{\circ }-\)75\(^{\circ }\).

Se utilizó un espectrómetro de THz en el dominio del tiempo para medir la emisión de THz de las películas de CoFeB15,30,31. Como fuente láser se utilizó un Tsunami Spectra-Physics (Ti: zafiro), que emite pulsos de \(\sim \, 55\) fs de duración (ancho de banda \(\sim \,12\) nm, longitud de onda central \(\ sim \,800\) nm, y energía de salida máxima \(\sim \, 10\) nJ) a una velocidad de repetición de 80 MHz. Se utilizó una antena dipolo fotoconductora de arseniuro de galio de baja temperatura con una separación de \(\sim \, 4\, \upmu\)m como detector de pulsos de THz. Para la detección se utilizó un haz de sonda con una potencia láser promedio de 10 mW y se usó un campo magnético estático en el plano de \(\sim \, 85\) mT para saturar la magnetización de las películas de CoFeB. Las señales de THz mostradas en la Fig. 3a corresponden a promedios de espectros de 500 THz detectados obtenidos dentro de un minuto del tiempo de medición.

Se emplearon los sistemas de medición de propiedades físicas y de propiedades magnéticas de Quantum Design para medir el AHE y la magnetización de saturación de los emisores basados en CoFeB, respectivamente. Para las mediciones de AHE, se modelaron dispositivos de barra Hall (20 \(\times\) 100 \(\upmu\)m\(^2\)) utilizando litografía óptica.

Los conjuntos de datos utilizados y/o analizados durante el presente estudio están disponibles del autor correspondiente previa solicitud razonable.

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Este trabajo cuenta con el apoyo del Consejo de Investigación Sueco (números de subvención 2021-04658, 2018-04918 y 2017-03725) y Olle Engkvists Stiftelse (número de subvención 182-0365).

Financiamiento de acceso abierto proporcionado por la Universidad de Uppsala.

Departamento de Ciencia e Ingeniería de Materiales, Universidad de Uppsala, Box 35, 751 03, Uppsala, Suecia

Venkatesh Mottamchetty, Rimantas Brucas, Anders Rydberg, Peter Svedlindh y Rahul Gupta

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Uppsala, Box 516, 75120, Uppsala, Suecia

Peinado de Rani, Anders Rydberg y Rahul Gupta

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RG concibió la idea. PR depositó la película y realizó las mediciones XRD y XRR con el apoyo de RGVM y RG realizó mediciones de terahercios con información de ARRB y fabricó los dispositivos de barra Hall. VM y RG realizaron mediciones Hall anómalas. VM escribió el manuscrito con el apoyo de RG Todos los autores participaron en la interpretación de los datos. PS y RG finalizaron el manuscrito.

Correspondencia a Peter Svedlindh o Rahul Gupta.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Mottamchetty, V., Rani, P., Brucas, R. et al. Evidencia directa de emisión de terahercios derivada de un efecto Hall anómalo. Informe científico 13, 5988 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-33143-w

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Recibido: 20 de febrero de 2023

Aceptado: 07 de abril de 2023

Publicado: 12 de abril de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-33143-w

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