Автореферат (Эффект магнитоимпеданса в ферромагнитных микроструктурах и композитных средах), страница 5

Для компоненты  zz есть определенный разрыв между асимптотиками, и можетпотребоваться интерполяция. Этот разрыв невелик, зависит от угла анизотропии ивнешнего магнитного поля. Как правило, плавная сшивка асимптотик для любых частотпроисходит при | H ex | H K . Для тонких проводов и не очень высоких частот становитсяособенно актуальным низкочастотное приближение.Рисунок 6. Полевые зависимости компонент импедансной матрицы̂ дляциркулярной анизотропии.

На графиках (a)-(c) представлены абсолютные значения  zz ,  и  z как функции H ex , для H b / H K  0 и 1. Рисунок (д) показывает поведениереальных и мнимых частей недиагональной компоненты  z ( H ex ) для Hb  0 .Полевые характеристики компонент импеданса определяются поведением угластатической намагниченности  ( H ex ) и динамической восприимчивости ~( H ex ) . НаРисунке 6 полевые зависимости даны для случая циркулярной анизотропии. Наибольшаячувствительность наблюдается в малых полях < , когда происходит переориентациястатической намагниченности внешним полем. Положения максимумов на зависимостяхдля  zz ,   ,  z приблизительно те же, что и для функций sin 2  , cos2  , sin 2 , то есть,Hex  H K , 0, H K / 2 , соответственно.

С увеличением частоты, максимумы на зависимостях zzи  zсмещаются в область больших полей, что определяется спектрамивосприимчивости.Следует отметить, что такое поведение соответствует поведениювращательной проницаемости. Так, диагональная компонента имеет характернуюформу с двумя симметричными пиками. Поскольку рассматривается однодоменноесостояние, то вклада от доменных границ нет, и колоколообразное поведение не имеетместа даже при низких частотах. Заметим также, что недиагональные компоненты являютсяантисимметричными по отношению к внешнему полю.Далее обсуждается методика измерения тензора поверхностного импеданса спомощью векторного анализатора цепей, которая основана на выделенных модахвозбуждения (ℎ , ℎ ) и детектирования ( , ); приводятся экспериментальные данные ипроводится аккуратное сравнение экспериментальных и теоретических импедансныххарактеристик.

Рисунок 7 представляет экспериментальные полевые зависимости ( ),где также дано сравнение с теретическими расчетами.Рисунок 7. Экспериментальные зависимости продольного импеданса  zz ( H ex ) дляразличных значений тока I b и сравнение с теорией. Использовался провод, полученный потехнологии in-rotating water, состава Co68.2Fe4.3Si12.5B15 и с диаметром 120 микрон.Мнимые и действительные части (Рисунке 7a) имеют два симметричных пика,положение которых соответствует полю анизотропии H K  5 Oe. При дополнительномподмагничивании током значение импеданса при = 0 значительно уменьшается. Этообъясняется тем, что наличие устраняет доменную структуру и уменьшает магнитнуюпроницаемость. Для не очень высоких значений , величина импеданса в максимумепрактически не меняется, так как эти пики связаны с вращением намагниченности.

Однакодальнейший рост приводит к увеличению магнитной жесткости, уменьшению импедансаи уменьшению его чувствительности к полю. Сравнение с теорией представлено на (б),(c).Для возможности проведения численного сравнения, теоретические кривые нормируютсяна экспериментальные значения импеданса при больших полях, соответствующихмагнитному насыщению. В случае = 0, основное различие наблюдается в области низкихполей, где велико влияние доменных границ, так как используемый расчет полностьюигнорирует доменную проницаемость. Видно, что доменные процессы могут бытьсущественны для относительно высоких частот, порядка 20 МГц. Если приложитьдостаточно большой токI b  100 mA (диаметр провода- 120 микрон), которыйнамагничивает провод в циркулярном направлении, устраняя доменные границы, тосогласие эксперимента и теории становится очень хорошим.При увеличении частоты возбуждения до 100 МГц, когда релаксация, связанная сосмещением границ, становится уже большой и доменные процессы дают небольшой вкладв общую проницаемость, согласие эксперимента и теории становится значительно лучшедаже для I b  0 .Недиагональная компонента импеданса  z (   z ) представлена на Рисунке 8 втерминах Vw / VS -отношения напряжения на проводе к возбуждающему напряжению вкатушке.

В отсутствии подмагничивающего тока I b  0 сигнал оказывается небольшим, иполевые характеристики нерегулярными относительно внешнего магнитного поля. Дляидеальной циркулярной анизотропии и круговой доменной структуры такой сигнал был бывообщенулевымвсилуусредненияподоменам(< sin cos  >=0).Наличиеподмагничивающего тока I b  100 мА существенно увеличивает сигнал, при этом реальнаяи действительная части (Рисунок 8а) имеют антисимметричное поведение относительновнешнего поля Hex .

На Рисунке 8с представлено сравнение экспериментальных итеоретических данных. Особенно хорошее согласие с экспериментальными данныминаблюдается в области малых полей, когда основной вклад дает изменение ориентациистатической намагниченности.Рисунокимпеданса8.Экспериментальныезависимостинедиагональнойкомпоненты z ( H ex ) для различных значений I b . -(a): реальные и мнимые части; (б)амплитуда. Экспериментальные данные |  z | vs.

Hex для I b  100 мА и частоты 20 MHzсравниваются с теоретическими (c).В четвертой главе рассматривается магнитоимпеданс трехслойных пленок. Послеобнаружения эффекта ГМИ в тонких аморфных проводах, исследования в этой областирасширялись с привлечением других материалов и геометрий. Значительные усилия былинаправлены на получение миниатюрных сенсорныхэлементов, совместимыхстехнологиями интегральных микросхем, и с хорошо повторяемыми свойствами.Соответственно, представляли интерес тонкопленочные системы. По сравнению с CoFeSiBпроводами, аморфные ленты и напыленные однослойные пленки приблизительно такого жесостава обычно проявляют меньшую МИ чувствительность, около 4-10 %/Э. Между тем,очень чувствительный МИ возникает в структурах типа Ф/М/Ф (ферромагнетик-металлферромагнетик), в которых изменения импеданса в несколько раз больше, чем воднослойной ферромагнитной пленке (если проводимость внутреннего слоя оказываетсязначительно выше, чем проводимость внешних магнитных слоев).

Такое поведениеимпеданса убедительно было продемонстрировано в наших работах [28-30] и в работахдругих групп [31-33]. Так, в сэндвиче типа CoSiB/Cu/CoSiB (отношение проводимостейпорядка 50) общей толщиной 7 μm, относительное изменение импеданса составляет 340%в полях порядка 10 Э при частоте 10 МГц.В электрически однородных материалах, подверженных действию постоянногомагнитного поля, МИ возникает главным образом из-за скин-эффекта. Точнее говоря,благодаря зависимости глубины скин-слоя от магнитной структуры и динамическойпроницаемости, которые могут чувствительно изменяться под действием внешнихфакторов (магнитное поле, механические напряжения). В многослойных Ф/М/Ф структурахочень большое изменение в импедансе возникает при значительно меньших частотах, когдаскин-эффект мал, а зависимость импеданса от магнитной проницаемости и частотыоказывается линейной и обусловлена внешней индуктивностью магнитных слоев (поотношению к внутреннему проводящему слою).Геометрия рассматриваемой электродинамической задачи представлена на Рисунке9.

Система состоит из внутреннего хорошо проводящего слоя (например, Cu, Au или Ag)толщины2d1 и двух внешнихмагнитных слоев толщиныd 2 . Возбуждениеосуществляется переменным током i  i0 exp( j  t ) . Система координат выбрана такимобразом, что слои параллельны плоскости yz , и ток течет вдоль оси z. Цель задачи –определение высокочастотного импеданса многослойной системы как функции внешнегостатического магнитного поля.F2d2d1Метал (Cu,Au,Ag) 1МеталyFРисунок 9.

Геометрия трехслойной системы для МИ.Справа представленпоперечный разрез пленки.Для бесконечной в плоскости пленки матрица импеданса может быть рассчитанаточно для произвольных частот [34]. Используется симметричная система, в которой осианизотропии могут быть направлены под углом   по отношению к току, соответственнодля верхнего ( x  0 ) и нижнего ( x  0 )слоев.

Такая анизотропия может быть установлена спомощью отжига посредством электрического тока в присутствии продольного магнитногополя.ДействиевнешнегоHb ( x  0)  Hb ( x  0)намагниченностиполяприводитH exкиантисимметричногоантисимметричномупоперечногоположениюполястатическойM 0 . Поперечное поле подмагничивания создается с помощьюпостоянного тока. При такой конфигурации недиагональные компоненты тензораповерхностного импеданса ̂ могут быть отличны от нуля, так же как и для магнитногопровода с геликоидальной намагниченностью, что приводит к возможности возбуждениянапряжения как на концах пленки, так и в катушке, намотанной на нее.Для определения ̂ решается система уравнений Максвелла для полей e и h вкаждом из слоев; полученные решения сшиваются с учетом условий непрерывности,симметрии и граничных условий. Для пленки с толщиной порядка нескольких микрон вмегагерцовой области можно использовать приближение слабого скин-эффекта.