Автореферат (1097535), страница 3

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

Текст из файла (страница 3)

Переход от зависимости с максимумом ГМИ приHe  Ha к зависимости с пиком при He = 0 наблюдался в композитных проволоках после отжига в продольном магнитном поле [10].Чувствительность компонент импеданса к внешнему полю возрастает с уменьшением угла  , и максимальная чувствительность достигается для циркулярной анизотропии ( = 0).При фиксированной частоте относительное изменение импеданса достигает максимума вблизи некоторого критического значения толщины оболочки.При бóльших значениях толщины оболочки величина относительного изменения импеданса уменьшается.

Оптимальная толщина магнитной оболочки равна1/2эффективной глубине скин-слоя в магнитном материале: topt =  2 / (  + 1) . Приотносительно низких частотах оптимальная толщина оболочки резко возрастаетс увеличением , а при высоких частотах значение topt слабо зависит от угланаклона оси анизотропии.Полученные решения для распределения полей могут быть использованыдля анализа влияния доменной структуры на поглощение микроволнового излучения композитной проволокой.

Мощность поглощения излучения на единицу длины композитной проволоки с циркулярной анизотропией, находящейся впродольном микроволновом поле h=h0exp(i t), определяется выражением1/2D/2P  2 [e e*  e z e*z ] d .010(10)Рис. 1. Зависимость мощности поглощения микроволнового излучения P на единицу длиныкомпозитной проволоки от внешнего поля He при различных частотах. Сплошные линии однодоменная структура в оболочке, пунктирные линии  регулярная доменная структура.Параметры, использованные при расчётах: 2r1 = 25 мкм, tm = 2 мкм, M = 600 Гс, Ha = 1 Э,17 116 1 = 0, 1 = 5  10 с , 2 = 10 с ,  = 0.1.На Рис. 1 показана зависимость поглощения микроволнового излученияот внешнего поля, рассчитанная при различных частотах.

При f = 10 ГГц поглощение излучения монотонно уменьшается вплоть до внешнего поля He = Ha ,тогда как при более высоких частотах величина P монотонно возрастает с увеличением поля. При He > Ha поглощение перестаёт зависеть от внешнего поля,так как магнитная проницаемость теряет чувствительность к полю.Для сравнения на Рис. 1 пунктирными линиями показана зависимостьпоглощения излучения от внешнего поля для композитной проволоки с регулярной доменной структурой. В присутствии доменной структуры равновеснаянамагниченность усредняется по длине проволоки, а циркулярная компонентамагнитного поля внутри проволоки равна нулю. Как следует из Рис.

1, доменная структура резко изменяет зависимость поглощения от внешнего поля. Приотносительно малых частотах величина P имеет минимум при некоторомвнешнем поле [11], что связано с ферромагнитным антирезонансом. При высоких частотах минимум в зависимости поглощения от поля исчезает, и величинаP монотонно возрастает с полем. В проволоке с однодоменной структурой воболочке ферромагнитный антирезонанс не наблюдается вследствие вкладапродольного электрического поля в мощность поглощения.В заключительном разделе главы исследовано влияние изолирующегослоя между центральной областью и оболочкой на магнитоимпеданс композитной проволоки.

Хотя изолирующий слой препятствует перетеканию перемен11ного тока в оболочку, изменение магнитного потока индуцирует в ней вихревые токи. Так как магнитная проницаемость оболочки существенно зависит отвнешнего магнитного поля, распределение вихревых токов в центральной области и оболочке изменяется с полем, что приводит к эффекту ГМИ.Распределение полей внутри немагнитной области определяется приложенным переменным электрическим полем e = e0exp(it) и вихревыми токамии может быть найдено из выражений (1). В области изолирующего слоя толщиной ti распределение полей имеет вид:e z(i) (  )  A1[ J 0 (kr1 )  kr1 J1 (kr1 ) ln( r1 /  )]  e0 ,e(i) (  )  A2 [k (  2  r12 ) J 0 (kr1 ) / 2  r1 J1 (kr1 )] /  ,h (  )  (4 1 / ck )(r1 /  ) A1 J1 (kr1 ) ,(i)(11)hz(i) (  )  (4 1 / ck ) A2 J 0 (kr1 ) .При высоких частотах распределение полей внутри магнитомягкой оболочки определяется выражениями (6) и (7) с учётом соотношенияD = 2(r1 + ti + tm ).

Недиагональный импеданс определяется выражением (9), адиагональная компонента импеданса может быть найдена как отношениенапряжения к полному току, протекающему по центральной области:Z zz  le0 k / 2 1r1 A1 J1 (kr1 ) .(12)Продольное электрическое поле уменьшается от границы между изолирующим слоем и оболочкой к поверхности проволоки, тогда как для проволокибез изолирующего слоя поле достигает максимума на поверхности.

Циркулярное электрическое поле имеет аналогичное поведение для обеих проволок, таккак оно связано с появлением продольного магнитного поля в оболочке и слабозависит от присутствия изолирующего слоя.Хотя распределения полей различаются для проволок с изолирующимслоем и без него, диагональный импеданс Zzz существенно не меняется. Зависимость изменения импеданса Zzz (разница между максимальным значениемимпеданса и его значением в нулевом магнитном поле) от частоты представлена на Рис. 2 (a) для различных значений толщины изолирующего слоя ti. Дляпроволок с тонким изолирующим слоем изменение импеданса слабо возрастаетпо сравнению с проволокой без изолирующего слоя.

С увеличением ti изменение импеданса падает вследствие уменьшения вихревых токов в оболочке.Изменение недиагонального импеданса Z z с частотой показано наРис. 2 (б). Недиагональный импеданс не зависит от толщины изолирующегослоя, так как циркулярное магнитное поле в оболочке значительно выше, чем вцентральной области.

Присутствие изолирующего слоя приводит к существен-12Рис. 2. (a) Зависимость изменения диагонального импеданса композитной проволоки от ча2стоты при различных значениях толщины изолирующего слоя, Rdc = l / 1r 1 . (б) Изменениенедиагонального импеданса с частотой для проволок с изолирующим слоем и без него. Навставке показана зависимость полного тока от частоты при He = 2 Э. Параметры, использованные при расчётах: r1 = 10 мкм, tm = 2 мкм, l = 1 см, M = 600 Гс, Ha = 2 Э,  = 0.1,17 116 11 = 5  10 с , 2 = 10 с ,  = 0.1.ному возрастанию недиагонального импеданса при высоких частотах, что связано с изменением полного тока, текущего через проволоку.Третья глава посвящена исследованию асимметричного магнитоимпеданса в аморфных лентах и проволоках с поверхностными кристаллическимислоями.

Такие двухфазные системы возникают вследствие поверхностной кристаллизации после отжига аморфных лент в слабом продольном магнитном поле [12] и отжига аморфных проволок в поле тока [13].В первом разделе главы предложена модель для описания асимметричного ГМИ в аморфных лентах, учитывающая влияние движения доменных граници вращения намагниченности на поперечную магнитную проницаемость. Принекоторых упрощающих предположениях импеданс Z аморфной ленты с полосовой доменной структурой имеет вид:Z  Rdc [(1  i)1tr/ 2 D / 2 ]  cth[(1  i)1tr/ 2 D / 2 ] ,(13)где Rdc = l /  Dw  сопротивление ленты при постоянном токе, l, w, D и   длина, ширина, толщина и удельная проводимость ленты, соответственно,1/2 = c / (2) и  tr  поперечная магнитная проницаемость.Отжиг в магнитном поле приводит к кристаллизации поверхностных слоёв ленты.

В присутствии магнитного поля при отжиге кристаллиты упорядочиваются, что приводит к возникновению однонаправленной анизотропии на по-13верхности. Поле однонаправленной анизотропии Hu может отклоняться от направления поля отжига, что связано с влиянием анизотропии в аморфной фазе напроцесс кристаллизации в поверхностном слое. Вследствие магнитостатического взаимодействия между аморфной и кристаллической фазами, в аморфнойобласти появляется эффективное поле сдвига Hb , которое имеет направление,противоположное направлению поля Hu .Равновесные значения углов вектора намагниченности в доменах  1 и  2и равновесное положение доменной границы z0 могут быть найдены при помощи минимизации свободной энергии, что приводит к следующим уравнениям:H a sin( j  ) cos( j  )  Hb sin( j   )  H e cos j  0 ,z0  (aM /  )[H e {sin 1  sin  2 }  H b {cos(1   )  cos( 2   )} ( H a / 2){sin 2 (1   )  sin 2 ( 2   )}] ,(14)(15)где j = 1,2,  и   углы оси анизотропии и поля Hu по отношению к поперечному направлению, a  размер доменов в нулевом магнитном поле при отсутствии поля сдвига,   параметр пиннинга доменной границы.

При вычислениипоперечной магнитной проницаемости ленты учитывались две составляющих:вклад движения доменных границ и вклад процесса вращения намагниченности. Усреднённая по доменной структуре поперечная магнитная проницаемостьопределялась с учётом равновесного положения доменной границы.Зависимость импеданса ленты от внешнего поля, рассчитанная для двухчастот при различных значениях угла  , показана на Рис. 3. При низких частотах основной вклад в поперечную магнитную проницаемость вносит движениедоменных границ, и в этом случае зависимость импеданса от внешнего поляимеет один максимум. Если поле сдвига направлено вдоль оси образца, максимум импеданса сдвигается в область положительных значений поля, но зависимость импеданса от внешнего поля остается симметричной.

Асимметрия возникает, если поле сдвига отклоняется от продольной оси ленты, и возрастает сувеличением угла отклонения от оси образца.При высоких частотах движение доменных границ затухает из-за влияниявихревых токов, и поперечная магнитная проницаемость определяется процессом вращения намагниченности. Зависимость импеданса от поля имеет двамаксимума, и вследствие влияния поля сдвига Hb эта зависимость являетсяасимметричной. С увеличением угла отклонения поля сдвига от оси образцаразличие в величинах максимумов возрастает, и значения He , при которых импеданс имеет максимумы, сдвигаются в сторону положительных значений поля.Предложенная модель позволяет описать изменения зависимости импеданса отполя с возрастанием частоты, наблюдавшиеся экспериментально [12].14Рис. 3.

Характеристики

Список файлов диссертации