Диссертация (1098006), страница 11
Текст из файла (страница 11)
Если в проводе создано растягивающеевнутреннее осевое напряжение (путем вытягивания или в проводах в стекляннойоболочке), то магнитоупругое взимодействие обладает минимальной энергией приориентациинамагниченности,перпендикулярноосипровода.Приотсутствиимагнитокристаллической анизотропии, по крайней мере на поверхности проводаустанавливается циркулярная анизотропия и круговая доменная структура, как показанона Рисунке 2.1. Существование такой доменной структуры было обоснованотеоретически в работах [213-214].
В центральной области, в силу магнитостатическоговзаимодействия и увеличения обменной энергии, эффективная анизотропия близка косевой. В некоторых случаях эта область может быть невелика. С другой стороны, привысоких частотах и сильном скин-эффекте, наличие этой области оказываетсянесущественным, так как электромагнитный отклик определяется поверхностнымимагнитными свойствами. Поэтому, центральная осевая доменная структура неучитывается при дальнейшем анализе.Рисунок 2.1.
Доменная структура в CoFeSiB аморфных проводах с отрицательноймагнитострикцией и растягивающими внутренними напряжениями.Циркулярные петли намагничивания не могут быть измерены обычнымимагнетометрами, поскольку необходимо выделить дополнительное индукционноенапряжение, возникающее вдоль провода. Это можно сделать с помощью резистивныхмостиковых схем [215-219] или оптическими методами [220]. Предположим, что66переменный ток = 0 (−) течет вдоль провода радиуса и длины . Этот токсоздает циркулярное поле ℎ и циркулярную индукцию , индуцируя добавку кнапряжению на концах провода [217]. При низких частотах: = + , =< > (2.1)Здесь – сопротивление провода постоянному току, < > - усредненное продольноеэлектрическое поле, которое определяется из уравнения Максвелла.
В цилиндрическойсистеме координат (, , ):1 =−= ℎ =(2.2)ℎВ (2.2) является дифференциальной магнитной проницаемостью, -скорость света. Вприближении низких частот, магнитное поле определяется так же, как в случаепостоянного тока: ℎ = 2/2 . Интегрируя (2. 2), получим = −2∫ ′ ′ ( ′ ) 2 2 0(2.3)Выражение для напряжения (2.1) представим в обычном виде, вводя внутреннююиндуктивность провода : = , =−,2(2.4)которая определяется распределением циркулярной проницаемости4 = 4 ∫ ∫ ′ ′ ( ′ ) 00Такимобразом,индуктивнаядобавкак(2.5)напряжениюнаконцахпроводапропорциональна циркулярной проницаемости. Измеряя это напряжение, можновосстановить циркулярную петлю намагничивания.
Как следует из (2.5), в общем случаенапряжение зависит отконкретного радиального распределения циркулярноймагнитной проницаемости . Если постоянна по сечению провода, то получаетсяизвестный результат для самоиндукции:671 = 2Особенностью магнитной конфигурации в проводах с циркулярной анизотропиейявляется то, что может достигать очень высоких значений, порядка 104 при частоте 1кГц. Циркулярная проницаемость также очень чувствительна к внешнему осевомумагнитному полю. При этом отношение / на этих частотах оказывается порядка 57% и его зависимость от магнитного поля может быть легко измерена, компенсируярезистивное сопротивление.
В работе [31] этот эффект ошибочно был трактован какмагниторезистивный эффект.В наших работах, индуктивное напряжение измерялось, используя Wheatstonebridge circuit (Рисунок 2. 2). Для каждой частоты измерения, схема балансируется вприсутствие постоянного большого магнитного поля порядка 100 Oe, что достаточно длянасыщения провода вдоль оси.Рисунок 2.2.
Мостиковая схема (Wheatstone bridge) для измерения индуктивногонапряжения на концах провода.Экспериментальные циркулярные петли представлены на Рисунке 2.3 [219] дляразличных частот и нулевом статическом поле ( H ex 0 ). Видно, что при меньшихчастотах (10 кГц) циркулярные процессы намагничивания характеризуются практическипрямоугольными петлями, что и указывает на существование хорошо выраженнойкруговой доменной структуры. С увеличением частоты петли расплываются идифференциальная проницаемость падает, что связанно с релаксационным движениемдоменных границ (ДГ).68Далее исследовалось влияние внешнего магнитного поля, направленного вдольоси провода, на циркулярные петли намагничивания (Рисунок 2.4) . Под действием полянамагниченность в проводе отклоняется от циркулярного направления, уменьшаяизменение циркулярного магнитного потока.
С увеличением поля область гистерезисауменьшается и увеличивается угол наклона, то есть дифференциальная проницаемость(и измеряемое индуктивное напряжение) уменьшается. Этот процесс наблюдается навсех частотах.Рисунок 2.3. Циркулярные петли намагничивания для различных частотвозбуждения, измеренные в аморфных проводах состава Fe4.35Co68.15Si12.5B15встеклянной оболочке, которая создает значительные растягивающие напряжения.Диаметр металлической жилы 24 микрона, толщина стеклянной оболочки 3.4 микрона.Используемый сплав имеет маленькую (но отрицательную) магнитострикцию ~ −10−7.Измеренияпроводилисьвдиапазонечастот:10-250кГц.Амплитуданамагничивающего тока в 30 мА достаточна, чтобы осуществить полный циклнамагничивания в указанном диапазоне частот.69Рисунок 2. 4. Циркулярный гистерезис для различных частот в присутствиевнешнего аксиального магнитного поля : 10 кГц (a), 50 кГц (б) и 150 кГц (c) .70Из измеренных циркулярных петель можно определить такие параметры, какмаксимальнаядифференциальнаяпроницаемостьиначальнаяобратимаяпроницаемость .
Эти параметры представляют интерес для понимания поведенияиндуктивности и импеданса при различных условиях возбуждения. как функцияполя для различных частот представлена на Рисунке 2.5. Ее значение уменьшается сувеличением поля и частоты.Рисунок 2.5. Зависимость дифференциальной проницаемости от внешнегополя для различных частот (в произвольных единицах).Максимальная дифференциальная проницаемость характеризует нелинейныепроцессы циркулярного перемагничивания. Наличие ее сильной зависимости отмагнитногополяпозволяетпредположить,чтовысшиегармоники,которыеприсутствуют в сигнале напряжения в силу нелинейности намагниченности, будуттакже зависеть от поля [223].
Гармонический спектр, измеренный с помощью lock-inamplifier,представлен на Рисунке 2.6. Видно, что амплитуда высших гармоникуменьшается под действием поля. Практически, высокочастотный сигнал может бытьполучен с помощью высокочастотного фильтра. Именно этот принцип использовался в[219] для разработки высокочувствительных миниатюрных магнито-индуктивных71сенсоров. Для аморфного провода с размерами: диаметр- 50 микрон, длина - 2 мм,чувствительность выходного сигнала достигала более 80%/Э.Рисунок 2.6. Гармонический спектр сигнала напряжения на концах провода, покоторому течет ток 30 мА, частота 50 кГц .Представляет также интерес рассмотреть магнитную проницаемость ,обусловленнуюобратимымидоменнымипроцессами,котораябудетиметьопределяющее значение при повышенных частотах. Она может быть определена изотношения остаточной намагниченности M r к коерцитивности H c ∝ /Поведение этого параметра как функции магнитного поля для различных частотпредставлено на Рисунке 2. 7.
Интересно отметить, что имеет плоский участок вобласти маленьких полей, который увеличивается с увеличением частоты.72Рисунок 2.7. Начальная магнитная проницаемость (обусловленная обратимымсмещением доменных границ) как функция внешнего магнитного поля для различныхчастот.2.2 Анализ воздействия внешнего поля на циркулярныепроцессы перемагничивания.Рассмотрим более подробно изменение циркулярных кривых намагничиванияпод действием внешнего осевого магнитного поля .
Это поле направленно вдольтрудной оси и перпендикулярно плоскости круговых доменов. Внутри доменов отклоняет намагниченность от циркулярного направления (легкая ось). Равновесноенаправление находится из минимума свободной энергии = − 2 () − − (2.6)Здесь - угол между намагниченностью и осью провода, - константа однооснойанизитропи. Отклонение намагниченности от легкой оси приводит к появлениюнормальной составляющей намагниченности к плоскости доменной стенки.Рассматривая одномерную модель доменной стенки и предполагая, что остаетсяпостоянной внутри границы, определим энергию доменной стенки и коерцитивность как функцию [224]:73 = 0 (1 − ℎ2 ), = 0 √1 − ℎ2 ,ℎ=.(2.7)Здесь 0 и 0 задают энергию стенки и коэрцитивность в отсутствие .Такимобразом, продольное магнитное поле стимулирует вращательные процессы, уменьшаетэнергию циркулярных доменов и уменьшает коэрцитивность. Этот вывод хорошосогласуется с экспериментальными данными, представленными на Рисунке 2.4.Исследуем также поведение намагниченности внутри доменов.
Равновесноезначение определяется из= 0, 2>0 2(2.8)На Рисунке 2.8 представлены циркулярные петли для различных значений ,вычисленные из (2.6), (2.8). Как видно, трудное поле также приводит кРисунок 2.8. Вращательный гистерезис в присутствие «трудного поля» ⊥ = .уменьшению критического поля необратимого вращения намагниченности, котороеопределяется из условия:74 2= 0, 2 = 0(2.9)В данной модели легко находится = (1 − ℎ3/2 )2/3Сравниваяполученныйрезультат(2.10)покривымнамагничиваниясэкспериментальными данными (Рисунок 2.4) видно, что в последнем случае петлинамагничивания не показывают чисто бистабильный характер, являются более гладкимис более выраженными вращательными процессами.Рисунок 2.8 соответствует случаю идеальной циркулярной анизотропии.Вдействительности, существует некий разброс легких осей , определяемый углом ,по отношению к циркулярному направлению.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
