Диссертация (1097536), страница 20

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

Текст из файла (страница 20)

3.16,аналогичны рассчитанным ранее для асимметричного ГМИ в аморфной прово-120Рис. 3.16. Зависимости продольной Mz = Msin (a) и циркулярной M = Mcos (б) компонентнамагниченности от внешнего поля He при  = 0.1 и различных значениях Hb.локе, связанного с пропусканием по ней постоянного тока [63,237]. Если полесдвига Hb превышает пороговое значение Ha sin , зависимости компонент намагниченности от внешнего поля преобразуются в асимметричные негистерезисные кривые [237].Влияние поля сдвига Hb на зависимость импеданса Z от внешнего поля Heпоказано на Рис.

3.17. При расчётах импеданса предполагалось, что при малыхвнешних полях существует бамбуковая доменная структура, и импеданс усреднялся по доменной структуре. Зависимость импеданса от внешнего магнитного121Рис. 3.17. Зависимость импеданса Z от внешнего поля He при f = 500 кГц и различных значениях Hb .

Параметры, использованные при расчётах: D = 115 мкм, tc = 1 мкм, M = 600 Гс,161Ha = 0.5 Э,  = 0.1, Hu = 300 Э,  = 10 с ,  = 0.1.Рис. 3.18. Зависимость импеданса Z от внешнего поля He при f = 500 кГц и различных значениях угла анизотропии  . Параметры, использованные при расчётах: D = 115 мкм, tc = 1 мкм,16 1M = 600 Гс, Ha = 0.5 Э, Hb = 0.05 Э, Hu = 300 Э,  = 10 с ,  = 0.1.поля является асимметричной и имеет два максимума.

При малых Hb асимметрия возрастает с увеличением поля сдвига, максимум при отрицательных значениях поля уменьшается, и максимум при положительных значениях полявозрастает. Если поле сдвига Hb превышает Ha sin , доменная структура исчезает, и максимум при положительных значениях поля резко возрастает. С даль-122нейшим увеличением поля сдвига асимметрия между максимумами уменьшается (см. Рис. 3.17).Зависимость импеданса от поля показана на Рис. 3.18 при различных значениях угла поля анизотропии  . Импеданс и асимметрия между максимумамивозрастают с уменьшением угла наклона анизотропии. Однако асимметрия исчезает в случае циркулярной анизотропии ( = 0), когда зависимость импедансаZ от поля становится симметричной (см.

Рис. 3.18). В этом случае направленияполя анизотропии Ha и поля Hb совпадают, и поле сдвига не приводит к возникновению асимметрии в статическом распределении намагниченности. Этотрезультат совпадает с полученным при исследовании асимметричного ГМИ вполе постоянного тока в аморфных проволоках с циркулярной анизотропией[63]. Следовательно, для возникновения асимметричного ГМИ необходимо существование геликоидальной магнитной анизотропии в аморфной области проволоки.Рис. 3.19 иллюстрирует влияние толщины кристаллического слоя tc на частотную зависимость импеданса проволоки.

Величина импеданса существеннозависит от толщины кристаллического слоя, и эта зависимость более ярко выражена при высоких частотах. Это связано с тем, что вклад кристаллическогослоя в импеданс возрастает с увеличением частоты. В результате для проволокс толстым кристаллическим слоем увеличение импеданса при высоких частотахмало, и асимметрия между пиками уменьшается (см. Рис. 3.19).Зависимость разности между пиками Zpp от частоты представлена наРис. 3.20.

Фактор асимметрии Zpp возрастает с частотой, достигает максимумаи затем убывает. Такая зависимость фактора асимметрии связана с влияниемповерхностного кристаллического слоя. Из Рис. 3.20 следует, что частота, прикоторой фактор асимметрии имеет максимум, возрастает с уменьшением толщины кристаллического слоя.

Аналогичное поведение зависимости Zpp от частоты с максимумом в районе 4 МГц наблюдалось в эксперименте [303].123Рис. 3.19. Зависимость импеданса Z от внешнего поля He при различных частотах и значениях толщины кристаллического слоя tc . Параметры, использованные при расчётах:16 1D = 115 мкм, M = 600 Гс, Ha = 0.5 Э, Hb = 0.1 Э,  = 0.1, Hu = 300 Э,  = 10 с ,  = 0.1.124Рис. 3.20. Зависимость фактора асимметрии Zpp от частоты f при различных значенияхтолщины кристаллического слоя tc . Параметры, использованные при расчётах: D = 115 мкм,161M = 600 Гс, Ha = 0.5 Э, Hb = 0.1 Э,  = 0.1, Hu = 300 Э,  = 10 с ,  = 0.1.Следует отметить, что наблюдавшиеся в эксперименте зависимости импеданса от внешнего поля имели два максимума для всех частот в диапазоне от0.5 до 10 МГц, что существенно отличается от результатов исследования асимметричного ГМИ в аморфных лентах, отожжённых в продольном магнитномполе.

В аморфных лентах при низких частотах наблюдалась зависимость импеданса от поля с одним максимумом, что связано с влиянием движения доменных границ на импеданс. По всей видимости, в аморфных проволоках,отожжённых в поле постоянного тока, зависимость импеданса от поля с одниммаксимумом не возникала [303] вследствие низкой частоты релаксации движения доменных границ. Действительно, частота релаксации обратно пропорциональна статической магнитной восприимчивости, диаметру проволоки и размеру доменов [24]. Простые оценки показывают, что для размера доменов 10 мкм3и статической магнитной восприимчивости порядка 10 , частота релаксациидвижения доменных границ меньше 100 кГц. Таким образом, вклад движениядоменных границ в магнитную проницаемость несущественен для описанияасимметричного ГМИ в толстых аморфных проволоках.125Выше предполагалось, что эффективное поле сдвига Hb имеет противоположное направление по отношению к полю анизотропии Hu в кристаллическом слое, то есть рассматривался случай антиферромагнитного обменноговзаимодействия.

Такая концепция позволила описать основные особенности зависимостей асимметричного ГМИ от частоты и внешнего магнитного поля ваморфных лентах, отожжённых в продольном магнитном поле. Тем не менее,некоторые экспериментальные данные указывают на существование ферромагнитного обменного взаимодействия в лентах на основе кобальта, отожжённых вприсутствии напряжений (поле сдвига Hb имеет тоже направление, что и полеоднонаправленной анизотропии Hu ) [398]. Такое противоречие отсутствует вусловиях эксперимента с отожжёнными аморфными проволоками на основекобальта, проведённого в работе [303]. Для исследования величины поля сдвигаHb через проволоку пропускался дополнительный постоянный ток.

При этомдля положительных значений постоянного тока (направление тока совпадало снаправлением тока отжига) асимметрия в импедансе уменьшалась. При некотором значении постоянного тока асимметрия исчезала, и при больших величинахпостоянного тока максимум импеданса при отрицательных полях становилсябольше максимума при положительных полях [303]. Этот результат показывает, что поле сдвига имеет противоположное направление по отношению к полюоднонаправленной анизотропии, индуцированной током отжига, и взаимодействие между фазами является антиферромагнитным.126Глава 4. Нелинейный недиагональный магнитоимпеданс вмагнитомягких проволоках4.1. Нелинейный недиагональный магнитоимпеданс ваморфных проволоках с циркулярной анизотропиейРассмотрим аморфную проволоку диаметра D, находящуюся во внешнемпостоянном поле He, параллельном её оси.

Будем предполагать, что частота переменного тока I = I0 sin(t) не слишком велика, и скин-эффектом можно пренебречь. Максимальную частоту, при которой справедливо такое приближение,можно оценить следующим образом. Произведение удельной проводимостиаморфной проволоки на эффективную магнитную проницаемость обычно непревышает1910 сm = c / (2)1/21[62].Тогда,приD  20 мкмтолщинаскин-слоябольше радиуса проволоки при частотах меньших 5 МГц.Пренебрегая скин-эффектом, распределение переменного циркулярного магнитного поля H , индуцированного током, внутри проволоки можно представить в следующем виде:H (  , t )  (2 / D) H 0 sin(t ) ,(4.1)где H0 = 4I0 / cD  амплитуда переменного поля.Радиальной компонентой вектора намагниченности можно пренебречьдля образцов с длиной существенно превышающих диаметр проволоки. Магнитное поле H вызывает изменение циркулярной компоненты намагниченности и, следовательно, изменение продольной компоненты намагниченности, чтов соответствии с законом Фарадея приводит к появлению напряжения Vc в измерительной катушке.

При малых амплитудах тока I0 переменное поле вызывает прецессию вектора намагниченности, и напряжение Vc пропорционально недиагональной компоненте тензора поверхностного импеданса [6,235]. При127больших I0 происходит перемагничивание части проволоки, и в измерительнойкатушке индуцируется напряжение бóльшей величины.Магнитные свойства аморфных проволок с отрицательной магнитострикцией описываются в рамках модели, предполагающей наличие в проволокедвух областей: центральной области (кора) с продольным направлением лёгкойоси и периферийной области (оболочки) с циркулярной или геликоидальнойанизотропией [1,12,24,79,83,102,105,116].

Будем для простоты считать, что размер кора мал, и его вкладом в свободную энергию проволоки можно пренебречь. Такое предположение справедливо, в частности, для микропроволок наоснове кобальта в стеклянной оболочке, в которых размер кора по порядку величины равен обменной длине [103,105].В рамках модели короболочка обычно предполагается, что во внешнейобласти существует «бамбуковая» доменная структура, состоящая из доменов спротивоположным знаком циркулярной компоненты намагниченности [83].Однако, как было показано в работе [92], такая структура является энергетически невыгодной для относительно коротких образцов (длиной порядка нескольких сантиметров) с низким значением константы магнитострикции. Ниже будем полагать, что оболочка проволоки имеет однодоменную структуру.Так как частота тока относительно мала, процесс перемагничивания проволоки может быть описан в рамках квазистационарной модели СтонераВольфарта [315].

Пренебрегая влиянием размагничивающих полей, плотность свободной энергии проволоки U можно представить в виде суммы энергии анизотропии и энергии Зеемана в полях He и H :U  (MH a / 2) sin 2   MHe sin   MH cos .(4.2)Минимизация свободной энергии приводит к следующим уравнениям дляциркулярной M = Mcos и продольной Mz = Msin компонент намагниченности:(M 2  M 2 )[MH (  , t )  M  H a ]2  M 2 M 2 H e2 ,(4.3)128M z  (M 2  M 2 )1 / 2 ,(4.4)где знаки плюс и минус в уравнении (4.4) соответствуют положительным и отрицательным значениям внешнего поля. Вследствие симметрии относительновнешнего магнитного поля, будем в дальнейшем рассматривать только областьположительных полей (He > 0).При малых амплитудах переменного тока зависимости M (H ) и Mz (H )являются обратимыми.

Характеристики

Список файлов диссертации