Диссертация (1097536), страница 17

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

Текст из файла (страница 17)

В экспериментах использовались ленты длиной 3 см. Амплитуда переменного тока, пропускаемогочерез образец, составляла 1 мА, а частота тока изменялась от 0.1 до 1 МГц.Продольное магнитное поле, создаваемое катушкой Гельмгольца, изменялось вдиапазоне от 40 до 40 Э. Направление положительного поля совпадало снаправлением поля отжига. Вокруг исследованного образца наматывалась измерительная катушка, имевшая 25 витков и длину 5.5 мм. Амплитуда напряжения Vc в измерительной катушке измерялась при помощи усилителя SR844 RF взависимости от частоты и величины продольного магнитного поля. Недиагональный импеданс рассчитывался из измеренной амплитуды напряжения припомощи соотношения Zc = Vc / I0 .Из Рис.

3.7 следует, что рассчитанные зависимости находятся в качественном согласии с результатами эксперимента, и результаты расчётов и экспериментальные данные имеют один и тот же порядок величины. Однако изРис. 3.7 видны некоторые расхождения между теоретическими и экспериментальными результатами.

Асимметрия между максимумами в экспериментальных результатах для f = 100 кГц и f = 500 кГц является более выраженной, чем врассчитанных зависимостях. Кроме того, в области отрицательных значенийвнешнего поля, измеренный недиагональный импеданс уменьшается более резко с возрастанием поля по сравнению с результатами расчётов. Эти расхождения могут быть связаны с приближениями, сделанными в рамках модели. Кроме того, для объяснения гистерезиса недиагонального магнитоимпеданса следует проанализировать влияние доменной структуры.

Тем не менее, предложенный подход позволяет описать основные особенности экспериментальныхрезультатов.Зависимость недиагонального импеданса от поля имеет два максимумадаже при низких частотах, так как вклад движения доменных границ в недиагональный импеданс относительно мал.

Это обстоятельство может быть объясне-98Рис. 3.7. Зависимость недиагонального импеданса Zс от внешнего поля He при различных частотах. Символы – экспериментальные данные, сплошные линии – результаты расчётов. Параметры, использованные при расчётах: M = 600 Гс, Ha = 1 Э, Hu = 200 Э, Hb = 0.3 Э,  = 0.05,16 1 = 0.35,  = 10 с , D = 20 мкм, d1 = 1 мкм, d2 = 0.65 мкм,  = 0.1.99но следующим образом.

Вклад движения доменных границ в поперечную магнитную проницаемость, которая ответственна за эффект ГМИ, определяетсявыражением [24,55]tr  1  4 0 (cos1  cos2 )2 /(1  i / dw ) .(3.33)Следуя процедуре, описанной в Разделе 3.1, вклад движения доменныхграниц в недиагональную компоненту магнитной проницаемости od можнопредставить в видеod  4 0 (cos1  cos2 )(sin1  sin 2 ) /(1  i / dw ) .(3.34)Из сравнения выражений (3.33) и (3.34) следует, что tr и od имеют различные зависимости от внешнего поля. Отметим, что в случае поперечной анизотропии в аморфной области и Hb = 0, недиагональная компонента магнитнойпроницаемости od равна нулю [24]. Расчёты при помощи выражений (3.33) и(3.34) показывают, что для типичных значений параметров лент недиагональная компонента od на порядок меньше, чем tr .

Кроме того, антисимметричноераспределение поперечного магнитного поля по толщине ленты приводит квкладам разного знака в напряжение в измерительной катушке от двух частейобразца: x > 0 и x < 0. Следовательно, вклад движения доменных границ в недиагональный импеданс пропорционален разнице в толщине поверхностных слоёвd1  d2 , тогда как напряжение, измеряемое на концах образца, пропорциональнотолщине ленты. Таким образом, можно сделать вывод, что вкладом движениядоменных границ в недиагональный магнитоимпеданс можно пренебречь дажепри низких частотах.Выше предполагалось, что асимметрия в распределении намагниченностипо толщине ленты связана с различной толщиной поверхностных кристаллических слоёв. Предложенная модель позволяет объяснить основные особенностизависимости недиагонального импеданса от внешнего магнитного поля.

Однакоасимметрия может быть обусловлена и другими причинами, в частности, изме-100нениями поля анизотропии и угла наклона поля анизотропии по толщинеаморфной области.Для проверки предположения о различной толщине поверхностных кристаллических слоёв в Research Center for Advanced Magnetic Materials, Chungnam National University был проведён следующий эксперимент. Для изменениятолщины поверхностных кристаллических слоёв часть плёнки стравливалась в25% растворе фтористоводородной кислоты. Время травления tetch изменялосьот 30 до 120 с.

Толщина плёнки после стравливания поверхностного слоя измерялась при помощи фотографий поперечного сечения, сделанных при помощисканирующего электронного микроскопа. Измерения недиагонального импеданса для стравленных образцов проводились при амплитуде тока 1 мА и частотах 100 и 500 кГц.Рассчитанные зависимости недиагонального импеданса Zc от внешнегополя при изменении толщины одного из поверхностных кристаллических слоёвпоказаны на Рис. 3.8. С уменьшением толщины d1 более толстого кристаллического слоя недиагональный импеданс уменьшается.

При одинаковой толщинекристаллических слоёв (d1 = d2 ) распределение намагниченности симметричноотносительно центральной плоскости ленты, и недиагональный импеданс равеннулю. Когда величина d1 становится меньше d2, недиагональный импедансначинает возрастать (см. Рис. 3.8 (а)). С уменьшением толщины d2 более тонкого кристаллического слоя недиагональный импеданс возрастает и достигаетмаксимума, когда тон кий кристаллический слой исчезает (см. Рис. 3.8 (б)). Таким образом, изменение недиагонального импеданса, рассчитанное в рамкахмодели, отличается для стравливания различных поверхностных слоёв.На Рис.

3.9 показаны измеренные зависимости недиагонального импеданса Zc от внешнего поля. Для образцов со стравленным поверхностном слоем состороны, открытой воздуху, величина Zc резко уменьшалась при tetch = 30 с, инедиагональный импеданс возрастал и становился больше, чем для исходного101Рис. 3.8. Рассчитанная зависимость недиагонального импеданса Zс от внешнего поля He приd2 = 0.5 мкм и различных значениях d1 (a) и при d1 = 1 мкм и различных значениях d2 (б). Параметры, использованные при расчётах: M = 600 Гс, Ha = 1 Э, Hu = 200 Э, Hb = 0.25 Э,16 1f = 100 кГц,  = 0.05,  = 0.4,  = 10 с , D = 20 мкм,  = 0.1.образца с дальнейшим увеличением tetch .

Напротив, для лент со стравленнымповерхностным слоем со стороны подложки величина Zc медленно возрастала сувеличением времени травления для всех значений tetch .Таким образом, эволюция изменения недиагонального магнитоимпедансаразлична для лент со стравленными поверхностными слоями с различных сторон образца, что подтверждается результатами эксперимента. Результаты расчётов находятся в хорошем качественном согласии с экспериментальными дан-102Рис. 3.9. Измеренная зависимость недиагонального импеданса Zс от внешнего поля He приf = 100 кГц для лент с поверхностным слоем, стравленным со стороны, открытой воздуху, (a)и для лент с поверхностным слоем, стравленным со стороны подложки, (б).

На вставках показаны зависимости толщины ленты D от времени травления tetch .ными, и можно сделать вывод, что более толстый кристаллический слой соответствует части ленты, находящейся на воздухе в процессе отжига.3.4. Возникновение второй гармоники в частотном спектренедиагонального магнитоимпеданса аморфных лентРассмотренная в предыдущем разделе модель справедлива в случае относительно малых амплитуд переменного тока, когда напряжение в измеритель-103ной катушке пропорционально недиагональной компоненте поверхностногоимпеданса. При более высоких амплитудах тока в частотном спектре напряжения появляются высшие гармоники. В данном разделе предложена модель дляописания частотного спектра недиагонального магнитоимпеданса аморфныхлент.Как и ранее, будем полагать, что лента состоит из аморфной области идвух поверхностных кристаллических слоёв, имеющих разную толщину.

Будемпренебрегать доменной структурой аморфной области и считать, что полесдвига Hb постоянно по толщине ленты. Ограничимся случаем низких частот,когда скин-эффектом в образце можно пренебречь. Тогда, распределение потолщине образца поперечного переменного магнитного поля Hac , создаваемогопеременным током, можно представить в виде:H ac ( x, t )  (2 x / D) H 0 sin( 2ft) ,(3.35)где H0 = 2 I0 / cw  амплитуда поперечного поля и x = 0 соответствует центральной плоскости ленты.Изменение намагниченности под действием поля тока приводит к появлению напряжения Vc в измерительной катушке, которое может быть выраженочерез производную по времени продольной компоненты намагниченности Mz :4 wNVc  cD/2M zdx .t(3.36)D / 2Так как поле однонаправленной анизотропии Hu в кристаллических слояхвелико, появление отклика напряжения в измерительной катушке связано только с изменением намагниченности в аморфной области.

В рамках квазистационарного приближения изменение намагниченности может быть найдено припомощи минимизации свободной энергии. Учитывая, что при больших амплитудах тока нельзя пренебрегать полем Hac , плотность свободной энергии можетбыть представлена в виде104U  MHa sin 2 (  )  MHb cos(   )  MHe sin   MHac cos .(3.37)Распределение продольной Mz (x,t) = Msin и поперечной My (x,t) = Mcosкомпонент намагниченности определяется условиями минимума свободнойэнергии U /  = 0 и  U /  > 0, что приводит к следующим выражениям:22M y M z H a cos 2  ( M y2  M z2 )(H a / 2) sin 2 MM y ( H e  H b sin  )  MM z ( H ac  H b cos )  0 ,(3.38)( M y  M z ) H a cos 2  2M y M z H a sin 222 MM y ( H ac  H b cos )  MM z ( H e  H b sin  )  0 .Используя выражения (3.36) и (3.38), напряжение в измерительной катушке можно представить в виде2 1MMdMMdyzyz,Vc  V0 ( H 0 / M ) cos(2ft)  P1P2 00(3.39)гдеP1  ( H a / M )[(M y2  M z2 ) cos 2  2M y M z sin 2 ] M z ( H e  H b sin  )  M y [ H 0 sin( 2ft)  H b cos ] ,P2  ( H a / M )[(M y  M z ) cos 2  2M y M z sin 2 ]2(3.40)2 M z ( H e  H b sin  )  M y [ H 0 sin( 2ft)  H b cos ] ,V0 = 4 NMfwD / c,  = 2x / D,  1 = 1  2d1 / D,  2 = 1  2d2 / D, а компоненты намаг2ниченности My and Mz определяются из уравнений (3.38).Рассчитанная зависимость напряжения в катушке Vc от времени t показана на Рис.

3.10 при фиксированном значении внешнего поля He и различныхамплитудах тока I0 . При I0 = 1 мА период зависимости Vc (t) совпадает с периодом изменения тока. С увеличением I0 поведение напряжения в катушке су-105Рис. 3.10. Рассчитанная зависимость напряжения в катушке от времени.

Параметры, использованные при расчётах: M = 600 Гс, Ha = 1 Э, Hb = 0.25 Э, He = 0.25 Э,  = 0.05,  = 0.35,D = 20 мкм, d1 = 1 мкм, d2 = 0.6 мкм.щественно изменяется. При достаточно высоких амплитудах тока зависимостьVc (t) трансформируется в функцию с периодом в два раза меньшим, чем периодизменения тока. Это означает, что вторая гармоника становится основной в частотном спектре напряжения.Изменение напряжения в катушке с увеличением амплитуды переменноготока может быть объяснено следующим образом. При малых амплитудах тока,когда последнее слагаемое в правой части выражения (3.37) очень мало, изменения намагниченности в двух частях ленты x > 0 и x < 0 дают противоположный вклад в напряжение в катушке, вследствие антисимметричного распределения поперечного магнитного поля по толщине ленты.

Характеристики

Список файлов диссертации