Mesures en rotation dans plan

Tout d’abord, nous commençons par décrire les mesures faites avec le champ appli- qué dans le plan de la couche. Dans le chapitre précédent (section 5.4.2), nous avons évoqué la présence d’une anisotropie cubique avec une anisotropie uniaxiale superposée. Afin de connaître l’effet de cette anisotropie sur la réponse dynamique des échantillons, nous avons fait des mesures de rotation du champ statique dans le plan de la couche (angle ϕH). Ces mesures ont été faites avec un champ hyperfréquence de 20 GHz. Cette

fréquence a été choisie afin de pouvoir suivre l’évolution du mode fondamental et du mode stationnaire avec la variation de l’angle ϕH. Sur la figure 6.6, nous représentons les

champs de résonance du mode fondamental Hr et du mode SSW HSSW en fonction de

l’angle ϕH. Nous rappelons que le champ de résonance est la valeur du champ appliqué

à la résonance, c’est-à-dire, le champ pour lequel la dérivé du signal mesuré s’annule. L’erreur pour cette mesure est considérée inférieure à la taille des points.

0.25 0.20 0.15 0.10 0.05 μ0 Hssw (T) 180 135 90 45 0 ϕH (°) 93 nm 67 nm 38 nm Mode SSW 0.40 0.35 0.30 0.25 μ0 Hr (T) 180 135 90 45 0 ϕH (°) 93 nm 67 nm 38 nm 15 nm 7 nm Mode fondamental

Figure 6.6 – Champ de résonance en fonction de l’angle ϕHdes cinq échantillons de

Co2MnSi de différentes épaisseurs. A gauche, le mode fondamental et à droite, le mode

SSW.

Concernant le mode fondamental, les cinq échantillons montrent un maximum et mi- nimum alternés tous les 45˚. Ce comportement est dû à l’anisotropie magnétocristalline cubique. Un minimum de champ de résonance correspond à une direction de facile ai- mantation et un maximum, à une direction de difficile aimantation. D’après les mesures statiques de MOKE (cf. section 5.4.2), il a été montré que les deux directions de facile aimantation ne sont pas équivalentes ([110]CMS et [110]CMS). De plus, nous avons men-

pour cette raison que nous nous attendions à observer une différence notable entre deux maxima (ou deux minima) dans la mesure de l’échantillon de 7 nm. Cependant, dans la courbe en cercles rouges de la figure 6.6, les maxima (et de la même façon les minima) sont très proches en champ. L’ordre de grandeur du champ lié à l’anisotropie uniaxiale observée par MOKE est de l’ordre de 1 mT, qui est proche de l’ordre de l’erreur esti- mée des mesures. C’est pour cela que par la suite, nous avons considéré la contribution de l’anisotropie uniaxiale, sur la réponse dynamique des échantillons, comme négligeable.

Par ailleurs, il est possible de constater que les courbes des trois échantillons les plus épais sont presque superposées, alors que les courbes des échantillons de 7 nm et 15 nm d’épaisseur sont décalées vers des champs plus faibles. Cela suggère une augmentation de l’aimantation à saturation qui pourrait être en accord avec les mesures statiques issues du VSM (section 5.4.2). En outre, la différence en champ de résonance entre un maxi- mum et un minimum pour l’échantillon de 7 nm est plus grande que pour l’échantillon de 93 nm (0,08 T comparé à 0,05 T). Cela pourrait signifier un champ d’anisotropie cubique plus élevé pour l’échantillon de faible épaisseur. Ces constatations ont été prises en compte dans la partie consacrée à l’exploitation des mesures (section 6.4).

Concernant le mode SSW, le champ de résonance du mode HSSW a été tracé en

fonction de l’angle ϕH pour les trois échantillons où le mode a été détecté. De manière

similaire au mode fondamental, ce mode présente une anisotropie d’ordre 4 (des maxima et des minima séparés de 45˚). Cela montre que la résonance de ce mode est également régie par l’anisotropie magnétocristalline cubique. Par ailleurs, nous ne pouvons pas aper- cevoir un effet lié à une anisotropie uniaxiale, confirmant ainsi le choix de négliger sa contribution. De plus, le mode stationnaire est d’autant plus éloigné en champ du mode fondamental que l’épaisseur diminue. En effet, la différence moyenne en champ entre le mode fondamental et le mode SSW pour l’échantillon de 93 nm est proche de 0,05 T, alors que pour l’échantillon de 38 nm, l’écart est proche de 0,24 T. Ce comportement est dû au fait que le mode stationnaire est un mode qui se crée perpendiculairement aux plans de la couche et dépend donc de son épaisseur. Dans la section 2.6.2, il a été mentionné que dans le cas d’un pinning parfait ou libre, au niveau des deux interfaces, le vecteur d’onde d’un tel mode est π/d, où d est l’épaisseur. Or, dans les expressions du champ de résonance de ce mode (eq. 2.95 et 2.96 ), nous retrouvons le terme du vecteur d’onde au carré. Cela explique l’évolution en 1/d2 de la différence en champ entre le mode fondamental et le mode stationnaire.

Maintenant, nous allons nous intéresser à la largeur à mi-hauteur. La figure 6.7, pré- sente les ΔH en fonction de ϕH, pour les cinq échantillons. Nous rappelons que nous

avons d’abord mesuré le ΔHpp qui est la différence en champ pic-à-pic de la dérivé du

signal. Cette valeur a ensuite été multipliée par √3 afin de retrouver la valeur de la largeur à mi-hauteur ΔH du signal (supposé de forme lorentzienne), comme proposé par Patton [74]. L’échantillon de 7 nm, présente des variations faibles avec l’angle ϕH, alors

que les échantillons plus épais ont une valeur minimale pour le champ appliqué le long des directions difficiles (45˚ et 135˚), et des valeurs plus élevées pour le champ appliqué

120 Co2MnSi déposé sur MgO(001) 16 14 12 10 8 6 4 2 0 μ0 Δ H (mT) 180 135 90 45 0 ϕ_H (°) 93 nm 67 nm 38 nm 15 nm 7 nm 16 14 12 10 8 6 4 2 0 μ0 Δ H (mT) 180 135 90 45 0 ϕ_H (°) 15 nm 7 nm

Figure 6.7 – A gauche, largeur à mi-hauteur en fonction de l’angle ϕH des cinq

échantillons de Co2MnSi de différentes épaisseurs. A droite, les courbes de l’échantillon

de 7 nm et de 15 nm.

le long des directions faciles (notamment pour ϕH = 90˚). Par souci de lisibilité, nous

avons isolé les courbes des échantillons de 7 nm et 15 nm (dans le graphique de droite de la figure 6.7), afin de remarquer plus facilement ces comportements. Une interprétation de ces résultats sera donnée dans la section 7.5.

Les courbes de ΔH en fonction de ϕH sont fortement bruitées. Il faut noter que les

spectres obtenus pour cette configuration présentent une forme non symétrique. De plus, cette dissymétrie évolue avec l’angle ϕH(figure 6.8). La supposition d’une raie d’absorp-

tion de type lorentzienne n’est plus valable et cela pourrait expliquer la forte dispersion des points expérimentaux. Au moment de l’écriture de ce manuscrit, nous ignorons les facteurs à l’origine de la dissymétrie des spectres, mais cela pourrait être lié à la variation de la direction du champ appliqué par rapport à la direction du champ hyperfréquence lorsque ϕHchange. En effet, le montage expérimentale impose que la cellule soit fixe et

que l’électroaimant soit celui qui tourne. Cela veut dire que pour ϕH= 0˚, le champ sta-

tique et le champ RF sont en configuration parallèle, alors que, pour ϕH= 90˚, les deux

champs sont en configuration perpendiculaire. Cette différence de configuration entre le champ statique et le champ RF implique que l’excitation n’est pas strictement identique lorsque ϕH varie.