Автореферат (1090252), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

Акустическая добротность пластины LGT с ростом температурыуменьшилась от 25∙103 до 7∙103, в то время как добротность пластин PZT от температурыпрактически не зависела и имела величину ~120. Модуль Юнга PZT пластины с ростомтемпературы уменьшается на 6%, а модуль Юнга LGT - увеличивается на 0.7%. Добротности ферромагнитных материалов были равны по порядку величины и изменялись с увеличением температуры: у Ni - уменьшилась от 241 до 63, у Metglas - росла от 50 до 100.Модули Юнга ферромагнитных материалов с ростом температуры уменьшались: у Ni - на8%, у Metglas - на 14 %.

Измерения на дисковых PZT образцах показали, что относительная диэлектрическая постоянная ε PZT с ростом температуры монотонно увеличивается от~1000 до ~4000, а тангенс угла диэлектрических потерь от температуры практически независит и равен 2·10-3.11В подразделе 3.3 приводятся измеренные температурные зависимости эффективности и резонансной частоты МЭ взаимодействия структурах PZT-Ni, PZT-Metglas, LGT-Ni,LGT-Metglas. Для удобства сравнения используем нормированный коэффициент, где αEmax – максимальный коэффициент в диапазоне температур 200÷380 К.Зависимость α2’ для исследованных структур показана на рис. 4. Для структуры PZT-Ni сростом температуры от 200 до 380 К коэффициент α2’ монотонно уменьшался от ~1 до ~0,5.

При этом резонансная частота продольных колебаний уменьшалась на 0.9%, а добротность практически не менялась. Для структуры PZT-Metglas характер зависимости резонансной частоты и добротности от температуры был тот же, а коэффициент α2’ в диапазоне температур до 320 К сначала рос, а затем довольно резко падал на ~50%. В структурах LGT-Ni и LGT-Metglas c ростом температуры от 200 К до 380 К коэффициент α2’ всехструктур уменьшался примерно в ~4 раза, что обусловлено главным образом падениемакустической добротности резонансов.110PZT-Metglas1,0NiPZT-Ni0,5LGT-Metglas105f Ni , кГц '85LGT-NiLGT-Ni84f LGT , f L-N , кГцLGT1000,0200300400T, KРис.4.

Зависимости нормированной эффективности МЭ взаимодействия от температуры.200300400T, KРис.5. Температурные зависимости резонансных частот для пластин Ni, LGT иструктуры LGT-Ni.В указанном диапазоне температур модуль Юнга структуры LGT-Ni изменялся не более,чем на 0.2%, а для структуры LGT-Metglas – не более, чем на 0.8%.Подраздел 3.4 содержит результаты измерений температурных характеристик резонансного МЭ эффекта в композитных структурах LGT-Ni и PZT-Ni с разной толщинойФМ слоя: 30 мкм и 200 мкм.

Результаты исследований позволяют определить влияниетолщины слоя Ni на параметры структур. Во всех структурах увеличение толщины слояNi привело к значительному (до 20 раз) ухудшению температурной стабильности резонансной частоты. Добротность Q структуры LGT-Ni при утолщении ФМ слоя уменьшилась с 5000 до 200 при комнатной температуре, при этом также ухудшилась и температурная стабильность эффективности резонансного МЭ преобразования.12Подраздел 3.5 посвящён анализу результатов исследования температурных характеристик резонансного МЭ эффекта в структурах PZT-Ni, PZT-Metglas, LGT-Ni, LGTMetglas. Сопоставляются температурные зависимости модулей Юнга и добротности ФМ иПЭ материалов с полученными зависимостями для композитных структур на их основе.Показано, что структуры со слоем из керамики PZT и со слоем монокристаллического LGT имеют различные причины температурной нестабильности МЭ коэффициентаα’.

Так, падение эффективности резонансного МЭ преобразования с увеличением температуры в структурах c PZT слоем вызвано, главным образом, ростом относительной диэлектрической проницаемости сегнетокерамики. А в структурах с LGT уменьшение эффективности определяется падением акустической добротности лангатата.Все исследованные материалы, исключая лангатат, имели отрицательный температурный коэффициент модуля Юнга. Этим объясняется преимущественно монотонноеуменьшение резонансных частот композитных МЭ структур, содержащих данные материалы. Структуры со слоем LGT и тонкими слоями ферромагнитного материала имеют инойхарактер температурной зависимости резонансной частоты акустических колебаний. Нарис.5 приведены температурные зависимости резонансной частоты продольных акустических колебаний пластины Ni, пластины LGT и композитной структуры LGT-Ni.

Видно,что сочетание материалов с различными знаками температурной зависимости модуля Юнга может быть использовано для термостабилизации резонансной частоты МЭ структуры.Резонансная частота продольных колебаний структуры LGT-Metglas зависит от температуры подобным образом, однако меняется значительно сильнее.Раздел 4 посвящён исследованию нелинейных МЭ эффектов в композитных структурах различных составов.В подразделе 4.1 изложена простая теоретическая модель, описывающая нелинейные МЭ эффекты, возникающие из-за нелинейной зависимости магнитострикции магнитного слоя от приложенного магнитного поля. Напряжение, генерируемое композитнойструктурой, в общем случае можно представить в видеu  Ad 31 ( H ) ,(1)где A - коэффициент, зависящий от параметров и размеров слоёв структуры, λ(H) - магнитострикция ФМ слоя, d31 – пьезомодуль ПЭ слоя.Раскладывая магнитострикцию в окрестности точки H0 в ряд Тейлора, получаем: ( H )   ( H 0 )  qh  (1 / 2) ph 2  ...

,(2)13где q   / H |H0 - линейный пьезомагнитный коэффициент (первая производная от магнитострикции по полю), p   2 / H 2 |H0 - нелинейный пьезомагнитный коэффициент(вторая производная от магнитострикции по полю) ФМ слоя структуры. При возбужденииструктуры двумя переменными магнитными полями с амплитудами h1 и h2 с частотами f1 иf2: h(t )  h1 cos(2f1t )  h2 cos(2f 2 t ) , генерируемое структурой напряжение имеет вид:u  u (0)  u1(1) cos(2f1t )  u 2(1) cos(2f 2 t )  u1( 2) cos(4f1t )  u 2( 2) cos(4f 2 t )  u mix cos[2 ( f1  f 2 )t ]  u mix cos[2 ( f1  f 2 )t ].,(3)Компоненты выходного сигнала описывают следующие МЭ эффекты:( 0)22а) Постоянная составляющая u  Ad 31[ ( H 0 )  (1 / 2) p(h1  h2 )] , соответствуетстатической деформации ФМ слоя. Величина статической деформации, вызванной переменными полями h1 и h2, пропорционально нелинейному коэффициенту p.б) Переменные составляющие с амплитудами u1(1)  Ad 31qh1 и u 2(1)  Ad 31qh2 и частотами f1 и f2 соответствуют известному линейному МЭ эффекту.

Амплитуды этих составляющих достигают максимума при поле Hm, отвечающем максимуму q. Величина линейного МЭ эффекта определяется коэффициентом  E(1)  u (1) /( a p h1 ) с размерностьюВ/см∙Э.в)Переменныесоставляющиесамплитудамиu1( 2)  (1 / 2) Ad 31 ph12иu 2( 2)  (1 / 2) Ad 31 ph22 и частотами 2f1 и 2f2 соответствуют нелинейному эффекту удвоениячастоты. Эффективность удвоения частоты пропорциональна нелинейному коэффициентуp и определяется коэффициентом  E( 2)  u ( 2) /( a p h 2 ) , имеющим размерность В/см∙Э 2.г) Переменные составляющие с амплитудой u mix  (1 / 2) Ad 11 ph1 h2 и частотами| f1 ± f2 |, соответствуют нелинейному смешению магнитных полей.

Эффективность нелинейного смешения пропорциональна нелинейному коэффициенту p и определяется коэффициентом  Emix  u mix /( a p h1 h2 ) с размерностью В/см∙Э 2.Все перечисленные МЭ эффекты в работе были обнаружены и исследованы экспериментально.В подразделе 4.2 описаны экспериментальные исследования нелинейных МЭ эффектов удвоения частоты и смешения магнитных полей в композитных структурах различных составов, содержащих ФМ слои из материалов с сильно отличающимися магнитострикциями насыщения λS и полями насыщения HS: PZT-Ni, PZT-Pd и PZT-Metglas.

Былиизмерены полевые зависимости магнитострикции λ(H) для выбранных материалов и по14ним рассчитаны полевые зависимости линейного q(H) и нелинейного p(H) пьезомагнитного коэффициентов. Рисунок 6 демонстрирует совпадение формы полевой зависимостинапряжения второй гармоники u(2) на частоте акустического резонанса с полевой зависимостью нелинейного пьезокоэффициента p(H) для всех структур, подтверждающее выводы теории. Экспериментально показано, что области малых амплитуд возбуждающегомагнитного поля h амплитуда второй гармоники напряжение u(2) ~ h2, что также согласуется с предсказанием теории. Рисунок 7 иллюстрирует эффект смешения магнитных полей в композитной структуре PZT-Ni. На нем приведены зависимости амплитуды сигнала,генерируемого структурой при изменении частоты одного магнитного поля f1 и различныхфиксированных частотах второго магнитного поля f2. Пики на кривых соответствуют выполнению условий частотного синхронизма f 0 | f1  f 2 | , когда частота генерируемогонапряжения совпадает с частотой резонанса изгибных колебаний структуры.

Показано,что эффективность удвоения частоты и эффективность нелинейного смешения магнитныхполей в структуре PZT-Metglas достигает  E( 2 ) ≈ 4.5 В/см∙Э 2 и более, чем на порядок, превышает эффективность нелинейных взаимодействий в структурах со слоями Ni и Pd.1020300501,2(b)-9(2)Ni-PZT401614.613.412.311.09.68.57.46.15.03.62.3f =1.1 kHzu mixu ,В0,00,40500-2AF-PZT(a)IpI,10 Э0,30,000,40,0100 200 300 400 5000,5P-PZT(c)200,000,0200 400 600 800 10005f15b2025f , кГц1H, ЭРис. 6.

Характеристики

Список файлов диссертации