Диссертация (1097536), страница 18

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

Текст из файла (страница 18)

Этот случай соответствует линейному недиагональному магнитоимпедансу, рассмотренному впредыдущем разделе. Отклик напряжения в этом случае пропорционален разнице в толщине поверхностных слоёв |d1  d2 |, так как вклады в напряжение вкатушке от других частей ленты полностью компенсируются. С увеличениемамплитуды тока антисимметричное распределение поперечного магнитного поля Hac приводит к разнице в изменении намагниченности в двух частях ленты:106x > 0 и x < 0.

Эта разница возрастает с увеличением амплитуды тока, что вызывает увеличение вклада второй гармоники в частотный спектр напряжения в катушке [395]. При этом в отличие от первой гармоники, амплитуда второй гармоники не равна нулю даже в случае одинаковой толщины поверхностных слоёв (d1 = d2 ).Амплитуды первой и второй гармоник в частотном спектре напряжения вкатушке могут быть найдены при помощи Фурье-преобразования выражения(3.39). Рассчитанные зависимости амплитуд первой и второй гармоник (V1 и V2 )показаны на Рис. 3.11. При малых амплитудах тока в частотном спектре напряжения доминирует первая гармоника, а амплитуда второй гармоники пренебрежимо мала (Рис. 3.11 (а)). С увеличением амплитуды тока вклад второй гармоники в отклик напряжения возрастает (Рис. 3.11 (б)).

При относительно высоких амплитудах тока, амплитуда второй гармоники становится значительнобольше, чем амплитуда первой гармоники (Рис. 3.11 (в)). Зависимости амплитудгармоник от поля являются асимметричными, что связано с влиянием магнитостатического взаимодействия между фазами.Экспериментальные исследования зависимостей амплитуд первой и второй гармоник от внешнего поля и амплитуды тока были проведены в ResearchCenter for Advanced Magnetic Materials, Chungnam National University. Ширинаотожжённых аморфных лент Co66Fe4Si15B15 составляла 2 мм, а толщина 20 мкм.

Амплитуда переменного тока изменялась от 1 до 50 мА, измеренияпроводились при частотах от 100 до 500 кГц. Продольное магнитное поле изменялось в диапазоне от 30 до 30 Э.Сравнение измеренных и рассчитанных зависимостей амплитуд первой ивторой гармоник показано на Рис. 3.12. Амплитуда второй гармоники возраста2ет с амплитудой тока примерно пропорционально I0 , и при больших амплитудах тока вторая гармоника становится основной в частном спектре напряженияв катушке. Рассчитанные зависимости V1 и V2 от внешнего поля и амплитудытока хорошо согласуются с экспериментальными данными.107Рис.

3.11. Рассчитанные зависимости амплитуд первой V1 и второй V2 гармоник от внешнегополя He при различных амплитудах тока I0 . Параметры, использованные при расчётах:M = 600 Гс, Ha = 1 Э, Hb = 0.25 Э,  = 0.05,  = 0.35, D = 20 мкм, d1 = 1 мкм, d2 = 0.65 мкм.108Рис. 3.12. Зависимости амплитуд первой V1 и второй V2 гармоник от внешнего поля He приразличных амплитудах тока I0 для лент, отожжённых на воздухе.

Символы  экспериментальные данные, линии  результаты расчётов. Параметры, использованные при расчётах такие же, как на Рис. 3.11.109Рис. 3.13. Зависимости амплитуд первой V1 и второй V2 гармоник от внешнего поля He приразличных амплитудах тока I0 для лент, отожжённых в вакууме. Символы  экспериментальные данные, линии  результаты расчётов V2 . Параметры, использованные при расчётах:M = 600 Гс, Ha = 0.9 Э,  = 0.05, D = 20 мкм.110Для исследования влияния поля сдвига Hb на амплитуды гармоник в частотном спектре напряжения в катушке были проведены также измерения дляаморфных лент Co66Fe4Si15B15, отожжённых в вакууме в присутствии магнитного поля. При отжиге в вакууме поверхностные кристаллические слои не возникают [287,396].

Измеренные зависимости амплитуд гармоник от внешнего полядля образцов, отожжённых в вакууме, показаны на Рис. 3.13. Амплитуда первойгармоники имеет максимум в нулевом магнитном поле. При этом первая гармоника отлична от нуля только в узком диапазоне малых внешних полей, и еёвеличина на порядок меньше, чем амплитуда первой гармоники в лентах,отожжённых на открытом воздухе.

Зависимость амплитуды второй гармоникиV2 от внешнего поля является симметричной и имеет два максимума, и вклад V2в напряжение в катушке резко возрастает с увеличением амплитуды тока.Так как поверхностные кристаллические слои не возникают в лентах,отожжённых в вакууме, при расчётах напряжения в катушке необходимо положить, что d1 = d2 = 0 и Hb = 0. В рамках предложенной модели амплитуда первойгармоники равна нулю.

Рассчитанные зависимости амплитуды второй гармоники V2 от внешнего поля для образцов, отожжённых в вакууме, показаны наРис. 3.13. Вследствие отсутствия поля сдвига зависимость V2 от поля являетсясимметричной. Из Рис. 3.13 видно, что результаты расчётов находятся в достаточно хорошем согласии с экспериментально измеренными зависимостями амплитуды второй гармоники.Возникновение первой гармоники в частном спектре напряжения в катушке для лент, отожжённых в вакууме, связано, по-видимому, с движениемдоменных границ. Действительно, как видно из Рис.

3.13, величина V1 отличнаот нуля только в области малых полей, где может возникать полосовая доменная структура. При этом, как показано в предыдущем разделе, вклад движениядоменных границ в недиагональный импеданс мал, и величина V1 мала по сравнению с амплитудой первой гармоники в аморфных лентах, отожжённых навоздухе.111Возникновение второй гармоники в частотном спектре напряжения в измерительной катушке исследовалось также для аморфных и композитных проволок [397]. В этих образцах вторая гармоника становится основной в частотном спектре напряжения, когда амплитуда тока превышает некоторое пороговое значение, и нелинейный отклик напряжения связан с перемагничиваниемчасти образца.

Пороговая амплитуда тока, при которой возникает перемагничивание, может быть оценена из условия равенства амплитуды переменного поля,создаваемого током, полю анизотропии [397]. В исследованных аморфных лентах механизм, приводящий к появлению второй гармоники в частотном спектренапряжения в катушке, имеет принципиально другую природу. Простые оценкипоказывают, что амплитуда H0 поперечного магнитного поля слишком мала дляперемагничивания части ленты даже при I0 = 50 мА, когда H0  0.15 Э. Такимобразом, появление второй гармоники в частотном спектре недиагональногомагнитоимпеданса связано с различным изменением намагниченности в двухчастях ленты под влиянием переменного поперечного магнитного поля.3.5. Влияние постоянного тока на асимметричныйнедиагональный магнитоимпеданс аморфных лентВ рамках предложенной в предыдущем разделе квазистационарной модели можно проанализировать также влияние постоянного тока на недиагональный магнитоимпеданс аморфной ленты.

Известно, что пропускание постоянного тока приводит к возникновению асимметричного ГМИ в аморфных проволоках на основе кобальта [63,237,239,266,269,281,285]. Возникновение асимметрии в ГМИ связано с взаимодействием между геликоидальной анизотропией ипостоянным циркулярным магнитным полем, индуцированным постоянным током, [285]. Для аморфных лент с поверхностными кристаллическими слоямиасимметрия в недиагональном магнитоимпедансе обусловлена двумя механизмами: магнитостатическим взаимодействием между двумя фазами и поперечным полем постоянного тока.112Пространственное распределение поперечного магнитного поля, создаваемого постоянным током Idc , определяется соотношениемH dc ( x)  (2 x / D)  (2I dc / cw) .(3.40)Свободная энергия аморфной области ленты описывается выражением(3.37) с добавлением слагаемого MHdc cos . Ограничимся случаем малых амплитуд переменного тока, когда первая гармоника является основной в частотном спектре напряжения в измерительной катушке, а вкладом второй гармоники можно пренебречь.

Можно показать, что в этом случае основной вклад впервую гармонику вносит индуктивная часть. Тогда, учитывая выражение(3.40), после простых преобразований получаем следующее выражение для недиагонального импеданса:21MMdM y M z dVy zZ c  1  Z 0  cos2 ( )d I0Q1Q20002,(3.41)где Z0 = 8 Nfw / c и22Q1  ( 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 dc  H b cos ] ,Q2  ( H a / M )[(M y  M z ) cos 2  2M y M z sin 2 ]2(3.42)2 M z ( H e  H b sin  )  M y [ H 0 sin( 2ft)  H dc  H b cos ] .Влияние постоянного тока Idc на зависимость недиагонального импедансаот внешнего поля проиллюстрировано на Рис.

3.14. Для положительных значений Idc асимметрия в недиагональном импедансе возрастает с увеличением постоянного тока (Рис. 3.14 (а)). При малых отрицательных значениях Idc асимметрия между максимума ми импеданса уменьшается. При некотором значениипостоянного тока Icr значения Zc в максимумах становятся одинаковыми. С113Рис.

3.14. Зависимость недиагонального импеданса Zc от внешнего поля He при положительных (а) и отрицательных (б) значениях постоянного тока Idc. Параметры, использованныепри расчётах: I0 = 1 мА, M = 600 Гс, Ha = 1 Э, Hb = 0.1 Э,  = 0.05,  = 0.4, w = 1 мм,D = 20 мкм, d1 = 1 мкм, d2 = 0.6 мкм.дальнейшим увеличением модуля Idc максимум недиагонального импедансапри отрицательных полях становится больше, чем максимум при положительных полях (см.

Характеристики

Список файлов диссертации