Диссертация (1097536), страница 19

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

Текст из файла (страница 19)

Рис. 3.14 (б)). При этом положения максимумов практически независят от величины постоянного тока.На Рис. 3.15 показана зависимость разности между максимумами недиагонального импеданса Zpp = Z+  Z (где Z+ и Z  максимумы импеданса приположительных и отрицательных полях, соответственно) при различных значе-114Рис. 3.15. Зависимость величины асимметрии Zpp от постоянного тока Idc при различных Hbи  .

Параметры, использованные при расчётах: I0 = 1 мА, M = 600 Гс, Ha = 1 Э,  = 0.05,w = 1 мм, D = 20 мкм, d1 = 1 мкм, d2 = 0.6 мкм.ниях Hb и  . Величина асимметрии Zpp возрастает практически линейно сувеличением постоянного тока. Отклонение от линейной зависимости возникает только при достаточно больших значениях Idc . Из Рис. 3.15 следует также,что наклон рассчитанных кривых не зависит от поля сдвига Hb и угла  , и этипараметры влияют только на величину асимметрии.Влияние постоянного тока на недиагональный магнитоимпеданс лентыможет быть объяснено следующим образом.

При нулевом постоянном токевозникновение асимметрии в зависимости недиагонального импеданса от поляобусловлено поперечной компонентой поля сдвига Hb cos . Когда через лентупропускается постоянный ток, он индуцирует дополнительное поперечное магнитное поле. В зависимости от знака усреднённого по толщине аморфной фазыпоперечного магнитного поля H dc асимметрия в статической намагниченности и, следовательно, в зависимости недиагонального импеданса от поля можетуменьшаться или увеличиваться. Усреднённое поперечное постоянное магнитное поле может быть рассчитано при помощи выражения (3.40):H dc  (2I dc / cwD )(d 2  d1 ) .(3.43)115Из выражения (3.43) следует, что H dc отлично от нуля, если поверхностные кристаллические слои имеют разную толщину.

Симметрия между максимумами в зависимости недиагонального магнитоимпеданса устанавливаетсяпри некотором значении постоянного тока Icr , которое может быть получено изсоотношения H dc ( I cr )  Hb cos . Используя выражение (3.43), после простыхпреобразований получаем для Icr :I cr cwDH b cos.2 (d 2  d1 )(3.44)При Idc < Icr максимум при отрицательных значениях поля больше, чеммаксимум при положительных значениях поля. Следует отметить, что величинатока Icr не слишком велика. Например, для параметров, использованных прирасчётах на Рис. 3.15, из выражения (3.44) получаем Icr  5.35 мА.Таким образом, пропускание через ленту относительно небольших постоянных токов существенно изменяет величину недиагонального магнитоимпеданса.

При положительных значениях тока асимметрия в зависимости недиагонального импеданса от поля и чувствительность к внешнему полю возрастают,что является перспективным для датчиков магнитного поля.3.6. Асимметричный гигантский магнитоимпеданс в аморфныхпроволоках, отожжённых в поле постоянного токаАсимметричный ГМИ наблюдался также в аморфных проволокахCo68.8Fe4.32Si12.5B15 диаметра 115 мкм, отожжённых на воздухе в поле постоянного тока [303]. Хотя структурный анализ этих проволок не проводился, магнитостатические и магнитоимпедансные данные подтверждают, что такой отжигприводит к кристаллизации поверхностного слоя проволоки. Магнитное полетока отжига индуцирует циркулярную однонаправленную анизотропию в по-116верхностном слое, и асимметричный ГМИ может быть связан с обменным взаимодействием между поверхностным слоем и аморфной областью.

Следует отметить, что конфигурация однонаправленной анизотропии отличается от конфигурации в экспериментах с аморфными лентами, отожжёнными в магнитномполе. В этом разделе представлена модель для анализа асимметричного ГМИ,связанного с обменным взаимодействием, в проволоках на основе кобальта.Рассмотрим проволоку диаметра D, состоящую из аморфной области иповерхностного кристаллического слоя.

Через проволоку (вдоль оси z) пропускается переменный ток I = I0exp(i t), и постоянное внешнее магнитное поле Heпараллельно току. Отжиг в поле тока приводит к кристаллизации поверхностного слоя, и магнитное поле тока отжига индуцирует циркулярную однонаправленную анизотропию в кристаллическом слое толщиной tc . Так как кристаллическая фаза является магнитожёсткой, направление намагниченностисовпадает с направлением поля Hu.Будем пренебрегать доменной структурой проволоки и предположим, чтоаморфная область имеет геликоидальную анизотропию, и ось анизотропии составляет постоянный угол  с азимутальным направлением.

Обменное взаимодействие между аморфной и кристаллической фазами приводит к возникновению в аморфной области эффективного поля сдвига Hb, и поле сдвига имеетпротивоположное направление по отношению к полю Hu. Для упрощения будем полагать, что эффективное поле сдвига постоянно в аморфной области, апроводимость и намагниченность насыщения одинаковы для аморфной и кристаллической фаз.Учитывая, что поля зависят только от радиальной координаты , внутриаморфной области ( < D / 2  tc ) уравнения Максвелла могут быть сведены кдвум связанным уравнениям (2.7) для компонент магнитного поля.

Ограничимнаше рассмотрение случаем высоких частот, когда толщина скин-слоя ваморфной области намного меньше радиуса проволоки. В этом случае распределение полей может быть представлено в следующем виде [6,62]:117h(1) (  )  A1 cos exp{1 (   d / 2)}  A2 sin  exp{ 2 (   d / 2)} ,hz(1) (  )  A1 sin  exp{1 (   d / 2)}  A2 cos exp{ 2 (   d / 2)}] ,ez(1) (  )  (c / 4 )[ A11 cos exp{1 (   d / 2)}  A2 2 sin  exp{ 2 (   d / 2)}] ,e(1) (  )  (c / 4 )[ A11 sin  exp{1 (   d / 2)}  A2 2 cos exp{ 2 (   d / 2)}] .(3.45)Здесь A1 и A2  постоянные,   равновесный угол намагниченности по отношению к азимутальному направлению, d = D  2tc  диаметр аморфной области,1 = (1  i) /  , 2 = (1  i)( 1 + 1) /  и 1  эффективная магнитная проницае1/2мость аморфной области.

Значения угла  и магнитной проницаемости 1 могут быть найдены при помощи выражений (3.19) и (3.18), соответственно, сучётом того, что  = 0.Из выражений (3.45) следует, что высокочастотное приближение справедливо при  / ( 1 + 1) << d / 2. Отметим, что в случае произвольной частоты1/2решение уравнений (2.7) может быть представлено в виде рядов [62].Так как поле однонаправленной анизотропии Hu в кристаллическом слоедостаточно велико, магнитная проницаемость этого слоя практически не зависит от внешнего поля.

Тензор магнитной проницаемости кристаллического слоя̂ 2 может быть представлен в виде:1   aˆ 2   0  ib0 i b 10 ,0 1   a a  4M (H u  i ),(H u  i ) 2   2b  4M.(H u  i ) 2   2(3.46)С учётом выражения (3.46), общее решение уравнений Максвелла в поверхностном кристаллическом слое (d / 2 <  < D / 2) имеет вид118h(2) (  )  B1J1 (k1 )  B2Y1 (k1 ) ,hz(2) (  )  C1J 0 (k2  )  C2Y0 (k2  ) ,(3.47)ez (  )  (ck1 / 4 )[B1J 0 (k1 )  B2Y0 (k1 )] ,(2)e(2) (  )  (ck 2 / 4 )[C1J1 (k2  )  C2Y1 (k2  )] .Здесь B1, B2, C1 и C2  постоянные, Jj(x) и Yj (x) ( j = 0,1)  функции Бесселя первого и второго рода, соответственно, k1 = (1 + i) /  , k2 = (1 + i) 2 /  , и эффектив1/2ная продольная магнитная проницаемость кристаллического слоя 2 определяется выражением(1  a ) 2  b2( 4M  H u  i ) 2   22 .1  a( 4M  H u  i )(H u  i )   2(3.48)Компоненты полей должны удовлетворять условиям непрерывности награнице раздела между аморфной областью и кристаллическим слоем.

Крометого, компоненты магнитного поля на поверхности проволоки определяютсяусловиями возбуждения образца [62,63]. Таким образом, шесть постоянных ввыражениях (3.45) и (3.47) могут быть определены из граничных условий. После этого, импеданс проволоки Z может быть найден при помощи обычного соотношения [6,62,63]lez(2) ( D / 2) 4l ez(2) ( D / 2)ZI0cD h(2) ( D / 2)(3.49)k1l B1J 0 (k1D / 2)  B2Y0 (k1D / 2), D B1J1 (k1D / 2)  B2Y1 (k1D / 2)где l  длина проволоки.Используя граничные условия, выражение для импеданса проволокиможно представить в следующем виде:119Z / Rdc  (k1D / 4)  [ F1k1{k2G1  (1 sin 2    2 cos2  )G2} F2{k2 (1 cos2    2 sin 2  )G1  1 2G2 }] [ F3k1{k2G1  (1 sin    2 cos  )G2 }2(3.50)2 F4{k2 (1 cos2    2 sin 2  )G1  1 2G2 }]1 ,где Rdc = 4l /  D  сопротивление проволоки при постоянном токе и2F1  J 0 (k1d / 2)Y0 (k1D / 2)  J 0 (k1D / 2)Y0 (k1d / 2) ,F2  J 0 (k1D / 2)Y1 (k1d / 2)  J1 (k1d / 2)Y0 (k1D / 2) ,F3  J 0 (k1d / 2)Y1 (k1D / 2)  J1 (k1D / 2)Y0 (k1d / 2) ,F4  J1 (k1D / 2)Y1 (k1d / 2)  J1 (k1d / 2)Y1 (k1D / 2) ,(3.51)G1  J1 (k2 d / 2)Y0 (k2 D / 2)  J 0 (k2 D / 2)Y1 (k2d / 2) ,G2  J 0 (k2 d / 2)Y0 (k2 D / 2)  J 0 (k2 D / 2)Y0 (k2 d / 2) .Отметим, что в случае отсутствия поверхностного кристаллического слоя(tc = 0 и d = D) из (3.51) следует, что F1 = F4 = G2 = 0 и F2 =F3 , и выражение (3.50)совпадает с выражением для импеданса аморфной проволоки, полученным ввысокочастотном приближении [62,63].На Рис.

3.16 показаны кривые намагничивания аморфной области, рассчитанные при помощи уравнения (3.19) для  = 0 и различных значений полясдвига Hb . При малых Hb зависимости компонент намагниченности от внешнего поля проявляют асимметричное гистерезисное поведение. Для малых значений внешнего магнитного поля существуют два решения уравнения (3.19) сразличными равновесными углами намагниченности. В этом диапазоне магнитных полей в аморфной области может возникать «бамбуковая» доменнаяструктура [24,79]. Кривые намагниченности сдвигаются в направлении положительных значений внешнего поля с увеличением поля сдвига. Отметим, чтозависимости компонент намагниченности от поля, представленные на Рис.

Характеристики

Список файлов диссертации