Автореферат (1103092), страница 3

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

Текст из файла (страница 3)

Ильичѐвой [2,3].12Для проверки справедливости выражений (9) и (10) были выбраны пленки (1-4)одного состава (параграф 3.4). Для этих плѐнок величина параметров a и a* малоотличаются друг от друга. Эксперимент показал, что коэффициент затухания действительно увеличивается с ростом a и a*, т.е. с возрастанием эффективного поляплоскостной анизотропии HKp. Из этих зависимостей определялось среднее значениепостоянной затухания . Оно оказалось равным 4.5106 Гц.Обсуждаетсявозможностьпримененияматериаловсвысоким значениемэффективного поля плоскостной анизотропией для повышения быстродействияустройствнамагнетиках(например,модуляторовмѐссбауэровского, оптического и других видов излучений).Четвёртаяисследованияглавапроцессапосвящена90-горезультатамимпульсногонамаг-ничивания, отличающегося от рассмотренного случаясвободных колебаний намагниченностибольшей ампли-тудой намагничивающего поля Hm.Впараграферассматриваются4.1интегральныеимпульсные характеристики процесса 90-го импульсногонамагничивания.

В отличиеотранеедованныхиссле-магнетиков,время их 90°-го намагничивания m изменяется всущественнобольшихпределах: от 10-6 до 10-9 с.На кривых импульсногонамагничиваниячѐтковыделяются два участка,Рис.2. Кривая импульсного намаг- Рис.3. Осциллограммы продосигналов намагничи-1вания,полученныепри разнойскоростинамагничиванияmлома Hm* (рис.2).амплитуденамагничивающегополученыдлядвухзначенийдлительностифронтанамаг- импульса Hm. Приведены знаНайдено, что в полях ничивающего импульса:  - 6 нс, чения коэффициентаослаб*ленияделителя,вводимогов▲0.4нс.Плѐнка5.H=4Э.0Hm < Hm для продольных-1каналрегистрациисигнала.SW = Hm/m – коэффициент пеПлѐнка 5.сигналов (рис.3) харак- реключения.разделѐнныхполемиз- ничивания. Результаты измерения льных13терно наличие начального пика (с длительностью, близкой к длительности фронтанамагничивающего импульса) и более медленного участка, разделѐнных интерваломвремени, достигающим 10 и более нс (в слабых полях), на котором напряжениесигнала практически равно нулю.

Из этого следует, что после приложения импульсапроисходит поворот вектора намагниченности на начальный угол  = in, после чеговращение полностью тормозится силами анизотропии и установочным полем. Затем, снекоторой задержкой, появляются зародыши с новым направлением намагниченности,и процесс завершается ростом этих зародышей и изменением их числа. Привозрастании амплитуды поля Hm торможение вращения наступает при большем углеin, поэтому амплитуда начального пика возрастает. При переходе в область полей,больших поля излома, форма сигнала сильно изменяется: резко увеличиваетсяплощадь под начальным пиком - так, что ему соответствует основное изменениенамагниченности, уменьшается длительность сигнала, и при дальнейшем увеличенииамплитуды поля Hm вслед за пиком появляются нелинейные колебания с частотойосновной гармоники F1  475-525 МГц, что существенно меньше частоты свободныхколебаний намагниченности.Чтобы получить более конкретное представление о природе сил, действующих нанамагниченность, а также и о характере поведения намагниченности, мы исследовализависимость угла начального вращения in от намагничивающего поля Hm.

Этомувопросу посвящѐн параграф 4.2. То обстоятельство, что в некоторый момент временискорость изменения намагниченности обращается в ноль, позволило нам при анализесил, действующих на намагниченность, ограничится рассмотрением лишь однойазимутальной составляющей вращающего момента:T  W,(11)положив еѐ равной нулю. В итоге получаем равенство:hK 1  sin   cos   cos 2  sin   cos  h0  sin   hm  cos  ,14(12)где hK1, h0 и hm – нормированные к эффективному полю двухосной анизотропии HK2значения эффективного поля одноосной анизотропии HK1, установочного поля H0 инамагничивающего поля Hm.

В выражении (12) слева учтено действие сил анизотропии(в том числе и одноосной) и установочного поля. Справа – момент, создаваемыйнамагничивающим полем. На рис.4 сплошной кривой показан пример зависимостимомента an, обусловленного действием сил анизотропии и установочным полем, отугла . Пунктирными линиями показаны зависимости моментов mag, создаваемыхнамагничивающимполем,построенныедляразных его значений. Моменты нормировались квеличинеMSHK2.Уголin определялся поРис.4. Зависимости нормированных моментов сил,действующих на вектор намагниченности, от угла .Плѐнка 5.

Штриховые линии – моменты mag –учитывающие действие намагничивающего поля разнойвеличины hm=Hm/HK2; сплошная кривая – момент an сил,обусловленный действием одноосной и двухоснойанизотропий в плоскости плѐнки и действиемустановочного поля.Рис.5. Зависимость угла начальноговращения намагниченности in отамплитуды намагничивающего поляHm. Плѐнка 5. Пунктирная линия рассчитанная зависимость in(Hm).Треугольниками нанесены экспериментально измеренные значения угла in.пересечению пунктирных линий с нарастающим участком сплошной кривой. На рис.5приведена рассчитанная таким образом зависимость in(Hm). На неѐ также нанесеныэкспериментальные значения in, определѐнные из сопоставления площадей подначальным пиком продольного сигнала 90-го импульсного намагничивания и полнойплощади продольного сигнала 180-го импульсного перемагничивания.

Видно, чторассчитанная кривая хорошо совпадает с экспериментом.15Таблица 2. Рассчитанные и экспериментальные значенияполей излома Hm*.Hm*,Hm*,(рассч. значения)(экспер. значения)12120,8217,6183161719,519ПлѐнкаВ параграфе 4.3 описываетсяисследование поля излома кривойимпульсного намагничивания. Повеличине минимального намагничивающего поля hm, при которомодна из пунктирных линий на4рис.4 коснѐтся сплошной кривой,можноопределитьзначение поля hm* (= Hm*/HK2),начинаясвращения513,7критическоекоторогоскоростьнамагниченностинебудет обращаться в ноль на всѐм15протяжениипереходногопро-цесса. В этом случае величину hm* можно рассматривать как поле излома кривойимпульсного намагничивания. Опыт показывает, что в этом поле достигаетсянекоторое критическое значение угла  = cr  26.В таблице 2 приводятся рассчитанные и экспериментально измеренные значенияполей излома Hm*, полученные для всех исследованных здесь плѐнок.

Видно хорошеесогласие результатов расчѐта с результатами эксперимента. Таким образом, изсовпадения рассчитанных и экспериментальных величин in и Hm* следует, что дляописания плотности энергии двухосной анизотропии реальных плѐнок применимовыражение (4).Чтобы получить информацию о природе механизма намагничивания в поляхHm > Hm *анализировалисьэкспериментальнополученныегодографывекторанамагниченности. Пример годографа приведѐн на рис.6.

Видно, что годограф близок кдуге окружности. Из этого следует, что в полях Hm > Hm* действует механизмнамагничивания, связанный с однородным вращением намагниченности, а поле Hm*имеет смысл порогового поля однородного вращения намагниченности.В параграфе 4.4 анализируются колебания, сопровождающие процесс 90-гоимпульсногонамагничиванияплѐнокферритов-гранатов.Cначалаколебаниясущественно нелинейны. Однако со временем легко выделяется основная гармоникаколебаний с периодом TK  2 нс.

Нами обнаружено, что значительное изменение16длительности фронта импульса – от f = 0.25TK доf = 2.5TK–,неприводитксущественномууменьшению амплитуды колебаний сигнала и,следовательно,уменьшениюинтенсивностиколебаний намагниченности.Анализ годографа (рис.6) показывает, что кмоментуt*времениполученномпри(отмеченномуHm = 20 Этакженаэкспериментальномсигнале на рис.3) угол  изменяется от 0 доcr  26.Затем,завремяt  1 нс,векторнамагниченности поворачивается на угол, близкий к60. Таким образом, несмотря на то, что на плѐнкунакладывается импульс магнитного поля с f = 5 нс,основные изменения намагниченности происходятза время, существенно меньшее периода колебаний,Рис.6. Годограф вектора намагниченности. Плѐнка 5.

Hm = 20 Э,H0 = 4 Э. Указаны моменты временив нс, для которых полученыотносительные значения составляющихвекторанамагниченности: mX = MХ/MS, my= My/MS, где MS намагниченность насыщения. Ось mXпараллельна установочному полю H0,ось my - намагничивающему полю Hm.что, собственно говоря, и обусловливает возможность их возбуждения при большойдлительности фронта намагничивающего импульса.Вернѐмся к рис.4. Рассмотрим зависимость mag(), соответствующую амплитуденамагничивающего импульса hm = 0.555, при которой был получен обсуждаемыйгодограф.

Предположим, что длительность фронта импульса магнитного поля (самплитудой hm  0.555) равна нулю. Тогда “рабочая точка”, характеризующаяповедение плѐнки в координатах mag и , начнѐт своѐ движение по траекторииO-A-B-D и далее к предельной точке R, в которой результирующий момент обращаетсяв ноль.

При конечной длительности фронта “рабочая точка” будет сначала двигатьсяпо кривой O-K, идущей близко к сплошной линии (но несколько левее). Затем, вмомент времени t = t*, когда напряжѐнность поля принимает значение, близкое кпороговому и равное hm* = 0.375, “рабочая точка” резко перейдѐт в точку C напунктирнойлинии,соответствующейамплитудеимпульсаhm  0.555.Придальнейшем увеличении угла результирующий вращающий момент r = mag -an сильно возрастает, что сопровождается увеличением скорости вращения векторанамагниченности.17Одновременно с этим вектор намагниченности выходит из плоскости плѐнки.Возникающее при этом размагничивающее поле направлено так, что создаѐтдополнительный вращающий момент, ускоряющий вращение намагниченности внаправлении действия намагничивающего поля.

Характеристики

Список файлов диссертации