Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Магнитоимпеданс в аморфных проводах с различным типом магнитной анизотропии ... 20
1.1 Тензор магнитной проницаемости 23
1.1.1 Аксиальная анизотропия 23
1.1.2 Циркулярная анизотропия 24
1.2 Магнитоимпеданс проволок 26
1.2.1 Аксиальная анизотропия 26
1.2.2 Циркулярная (азимутальная) анизотропия. Случай 0<Я0<Яа27
1.2.3 Циркулярная анизотропия. Случай Н0 >На 35
1.2.4 Результаты и обсуждение 35
1.3 Влияние магнитной структуры на ГМИ эффект 40
1.4 Спектры гигантского магнитоимпеданса (ГМИ) в композитном проводе с высокопроводящим металлическим керном и циркулярно намагниченной внешней оболочкой 43
1.5 Теоретические основы методов импедансных измерений на высокой частоте. Примеры использования для экспериментальных исследований 48
1.6 Линейное межмодовое преобразование энергии электромагнитных волн в гиротропном магнитомягком материале 60
1.6.1 Экспериментальные результаты 61
1.6.2 Тензор магнитной проницаемости 63
1.6.3 Коэффициент преобразования 68
1.6.4 Сравнение теории и эксперимента 69
1.7 Выводы 70
ГЛАВА 2. Магнитоимпеданс пленок и многослойных структур (сэндвичей) 72
2.1 Гигантский магнитоимпеданс в аморфных и нанокристаллических мультислоях 72
2.1.1 Образцы и методика измерений 73
2.1.2 Результаты измерений и их обсуждение 74
2.2 Высокочастотный магнитоимпеданс сэндвичевой структуры в продольном магнитном поле 82
2.2.1 Распределение полей ...83
2.2.2 Поверхностный импеданс 85
2.2.3 Магнитоимпеданс 87
2.3 Выводы 90
ГЛАВА 3. Нелинейное перемагничивание полем высокочастотного тока через проводник 92
3.1 Введение 92
3.2 Движение доменных стенок в нелинейном процессе перемагничивания 92
3.2.1 Экспериментальное исследование движения доменных стенок 92
3.2.2 Влияние движения доменных стенок на недиагональную компоненту импеданса проволоки с циркулярной магнитной анизотропией 99
3.3 Нелинейный недиагональный магнитоимпеданс (ННДМИ) в магнитомягких проводниках 100
3.3.1 ННДМИ в аморфной проволоке с нулевой анизотропией... 102
3.3.2 ННДМИ в аморфной проволоке с циркулярной анизотропией 104
3.3.3 ННДМИ в композитном проводе 106
3.3.4 Обсуждение результатов. Сравнение с экспериментом 110
3.4 Процесс перемагничивания и ННДМИ пленочных структур ферромагнетик -проводник- ферромагнетик 114
3.4.1 Процесс перемагничивания. Основные уравнения 115
3.4.2 ННДМИ сэндвича в продольном магнитном поле 116
3.4.3 ННДМИ сэндвича в поперечном магнитном поле 119
3.5 Выводы 120
ГЛАВА 4. Тепловые флуктуации и эффект гми в одно доменном аморфном магнетике 122
Выводы 125
ГЛАВА 5. Магнитная структура ГМИ-элементов 126
5.1 Доменная структура аморфного провода на основе кобальта 126
5.1.1 Структура 90 доменной границы, разделяющей кор и оболочку провода 127
5.1.2 Бамбуковая доменная структура внешней оболочки провода 130
5.1.3 Размерный эффект в аморфном проводе 134
5.2 Доменная структура сэндвича 137
5.3 Расчет остаточных закалочных напряжений в аморфных проводах 141
5.3.1 Остаточные напряжения в проводе типа Unitika 142
5.3.2 Остаточные напряжения в проводе со стеклянной оболочкой 144
5.4 Экспериментальное исследование доменной структуры микропровода, основанное на эффекте НДМИ 147
5.5 Напряжения в тонких пленках, возникающие при напылении 149
5.6 Выводы 152
ГЛАВА 6. Исследования магнитостатических свойств тонкопленочных элементов . 154
6.1 Методика эксперимента и аппаратура 154
6.1.1 Краткая характеристика различных исследованных материалов 154
6.1.2 Влияние подложки на свойства образцов 156
6.1.3 Влияние размеров и формы (полосок-диск) 156
6.1.4 Влияние дополнительных слоев 156
6.1.5 Проблемы наведения анизотропии 157
6.2 Магнитооптические исследования, температурное поведение и релаксация магнитных свойств во времени 157
6.2.1 Результаты магнитооптических исследований 159
6.3 Визуализация доменной структуры с помощью сканирующего сквид - микроскопа 162
6.4 Выводы 163
ГЛАВА 7. Пленочные структуры. используемые материалы, технология приготовления и составы 165
7.1 Основные критерии выбора материалов для ГМИ устройств 165
7.2 Методы напыления и их обоснование 166
7.3 Технологическое оборудование и средства контроля 167
7.4 Использованные составы и основные результаты 169
7.5 Структурные исследования напыленных образцов 181
7.6 Создание пленочных структур с использованием технологий микроэлектроники 185
7.7 Оптимизация магнитостатических характеристик пленок пермаллоя 187
7.8 Выводы 191
ГЛАВА 8. Применение магнитоимпедансных эффектов для сенсоров и других магниточувствительных устройств 8-193
8.1 Введение 8-193
8.2 Магнитоимпедансные сенсоры 8-195
8.3 Датчики на нелинейном не диагональном магнитоимпе данеє (ННДМИ) 8-196
8.4 Выводы 8-203
Заключение 8-204
Литература 8-209
- Спектры гигантского магнитоимпеданса (ГМИ) в композитном проводе с высокопроводящим металлическим керном и циркулярно намагниченной внешней оболочкой
- Нелинейный недиагональный магнитоимпеданс (ННДМИ) в магнитомягких проводниках
- Экспериментальное исследование доменной структуры микропровода, основанное на эффекте НДМИ
- Магнитооптические исследования, температурное поведение и релаксация магнитных свойств во времени
Введение к работе
Магнитосопротивление, то есть изменение сопротивления проводника в магнитном поле невелико для большинства известных материалов - не больше нескольких процентов в полях порядка Эрстеда. Сравнительно недавно был найден класс материалов, в котором этот эффект является необычно большим. Физическая природа наблюдаемых аномалий весьма разнообразна. Отметим гигантское магнитосопротивление (GMR) в составных проводниках и гетероструктурах и колоссальное магнитосопротивление (CMR) в манганитах. Эти явления имеют квантовую природу, и связаны с влиянием магнитного поля на зависящее от спина рассеяние электронов проводимости. Здесь мы будем описывать магнитоимпедансный эффект, который имеет классическую природу. Этот эффект проявляется в ферромагнитном проводнике как изменение комплексного сопротивления Z(a>) = R(a>) + iX(o)) под действием внешнего магнитного поля. Природа этого явления может быть понята следующим образом. Эффективное сечение проводника для протекающего переменного тока определяется толщиной скин-слоя, следовательно, активное сопротивление будет меняться с изменением магнитной проницаемости, величина которой входит в выражение для толщины скин-слоя:
8 -сі ^2п<У[л{со)(й . Здесь с - скорость света, о - проводимость, ц - магнитная проницаемость. Магнитное поле воздействует на распределение намагниченности и, следовательно, на магнитную проницаемость проводника. Магнитная проницаемость определяет также индуктивность проводника, т.е. его эффективную длину. Таким образом, магнитоимпеданс является размерным эффектом, связанным как с толщиной скин-слоя в проводнике, так и с относительным изменением его эффективной длины. В результате, импеданс становится функцией магнитного поля. Гигантское изменение импеданса AZ/Z = [Z(o),H)-Z((O,0)]/Z(u),0) - более 100%/Э (эффект ГМИ), проявляемое в анизотропных магнитомягких проводниках, было найдено сравнительно недавно [1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10]. Заметим, что для приложений более важная характеристика магнитоим-педансного устройства - напряжение, измеряемое на концах проводника и зависящее от приложенного магнитного поля: S = dV I дН. Для существующих к настоящему времени ГМИ-структур характерное значение имеет порядок сотен мВ/Э при длине проводника порядка одного сантиметра.
Гигантский магнитоимпеданс привлек большое внимание разработчиков магнитных датчиков. Доступная технология и простая техника измерений стимулировали по-
иск новых материалов, обладающих свойствами ГМИ, и детальное исследование ГМИ на низких и высоких частотах. Высокая чувствительность ГМИ-элементов делает их многообещающими для множества приложений. В частности, ГМИ датчики могут использоваться для магнитной дефектоскопии газо- и нефтепроводов, в медицине, для мониторинга Земного магнетизма, в градиентометрах и т.д. Кроме того, магнитоимпе-дансные элементы могут использоваться в электронных устройствах, таких как замедляющие устройства, фильтры, фазовращатели, модуляторы. Миниатюрные ГМИ-элементы могут быть использованы для портативных устройств радиосвязи. Известные материалы для таких приложений - высокочастотные ферриты и тонкие сегнетоэлек-трические пленки. В сравнении с ними ГМИ-структуры имеют преимущества в чувствительности, скорости срабатывания и стоимости изготовления.
Очевидно, что магнитоимпедансный эффект выше в магнитомягких материалах, в которых магнитная структура является очень чувствительной к магнитному полю. Фактически, открытие ГМИ тесно связано с созданием чрезвычайно магнитомягких анизотропных материалов. Как известно, магнитная анизотропия ферромагнитного материала определяется кристаллографической анизотропией и магнитоупругими взаимодействиями. Так, большой магнитоимпедансный эффект должен наблюдаться в материалах, имеющих малую кристаллографическую константу анизотропии К^ и малую константу магнитострикции Л^. Механизмы магнитоупругого взаимодействия - весьма интересная проблема, она изучалось детально в [8, 11].
МИ образцы изготавливаются различными методами в форме проволок, тонких пленок, многослойных пленочных структур, лент, композитных проволок и т.д. Имеются четыре группы магнитных материалов, в которых может наблюдаться ГМИ:
Аморфные сплавы с малым значением константы анизотропии Кг. Среди них система Co-Fe-Si-B имеет небольшую отрицательную константу магнитострикции [12].
Нанокристаллические материалы типа Fe-Cu-Nb-Si-B, в которых размер зерен порядка 10 нм.
Кристаллические сплавы с чрезвычайно низкой кристаллической анизотропией и низкой магнитострикцией. Среди них - пермаллой (сплав никеля и железа) с высокой концентрацией никеля и с добавками Mo, Re, Ті [13]
Нанокомпозиты, состоящие из смеси однофазных частиц [14, 15, 16]. Такими материалами являются системы на основе Fe-B-N и Со-Сг-О.
Рассмотрим различные нетрадиционные проявления МИ. Внешнее магнитное по-
ле Н вызывает прецессию вектора намагниченности в проводнике. Это приводит к переменному потоку вектора магнитной индукции, по крайней мере, в двух сечениях аксиально-симметричного проводника (с учетом размагничивающего фактора по нормали к поверхности) - перпендикулярном оси, и в сечении цилиндра, образованного скин-слоем. Согласно закону Фарадея, электродвижущая сила возникает как на концах проводника (традиционный эффект ГМИ, как следствие токов Фуко в осевом направлении), а также в направлении образующей цилиндра (циркулярная составляющая тока Фуко). Циркулярный ток вызывает эдс и на концах катушки, намотанной на проводник, по принципу трансформатора тока [17]. Другими словами, магнитоимпеданс - тензор с диагональными и недиагональными компонентами. Изменение во внешнем поле диагональных компонент импеданса вызывает ЭДС на концах проводника, в то время как изменение недиагональных компонент приводит к изменению сигнала на концах катушки. Для краткости мы будем называть диагональным магнитоимпедансом традиционный магнитоимпеданс (МИ), а недиагональным магнитоимпедансом (НДМИ) характеризовать ЭДС на концах катушки. Отметим, что для приложений использование НДМИ может быть более удобным во многих случаях. Действительно, использование катушки датчика позволяет иметь гальванически развязанные цепи для возбуждения тока в проводнике и для измерения полезного сигнала.
Для исследования МИ переменный ток I(t) = IQ sin cot пропускается через проводник. При достаточно низкой амплитуде переменного тока амплитуда напряжения на концах проводника или катушки пропорциональна I0. Строго говоря, мы можем говорить об импедансе Z = V/I только при этом условии, то есть в линейном режиме. Однако довольно высокая чувствительность выходного сигнала к магнитному полю наблюдается и при более высоких амплитудах переменного тока, когда происходит нелинейное перемагничивание, т.е. по полной петле гистерезиса [18, 19, 20, 21]. В нелинейном режиме сигнал выходного напряжения включает в себя множество частотных гармоник. Амплитуды этих гармоник чувствительны к магнитному полю, причем максимальная чувствительность наблюдается при амплитуде тока, близкой к пороговому значению, когда начинается нелинейный режим [21]. Для краткости будем называть данное явление нелинейным магнитоимпедансом (НДМИ). Использование МИ элементов в нелинейном режиме может расширить область применения МИ структур. Действительно, линейный импеданс зависит от распределения намагниченности в образце, которое является следствием его магнитной предыстории. В результате, во внешнем
поле наблюдается гистерезис, характеристики которого становятся непредсказуемыми. Это затрудняет использование МИ, так как стабильность и воспроизводимость сигнала становятся проблематичными. Очевидно, что в нелинейном режиме, когда образец дважды перемагничивается в каждом цикле переменного тока, проблема гистерезиса сигнала во внешнем поле отсутствует.
Кроме того, чтобы достичь высокого значения ГМИ, необходимо создавать специальную магнитную структуру. В нулевом внешнем поле направление вектора намагниченности в доменах должно совпадать с направлением поля вч-тока. Для этого формируется соответствующая легкая ось кристаллографической анизотропии, и, насколько возможно, минимизируются поля рассеяния в окрестности образца. Это достигается как технологическими приемами, так и выбором формы образца. Наиболее близка к идеальной ситуация в микропроводах, в которых создается циркулярная магнитная анизотропия. Рассеянные поля в таких образцах существуют лишь на торцах провода, однако и здесь можно наблюдать гистерезис с характерной коэрцитивной силой порядка КГЧіО"4 Э. Эта величина намного превышает потенциальную чувствительность структуры к полю, составляющую 1(Г7-г10"8 Э. В пленках и сэндвичах фактор формы приводит к гистерезису на уровне нескольких эрстед. Конечно, это затрудняет использование ГМИ эффекта для высокоточных измерений, заставляя предпринимать специальные схемотехнические меры для калибровки датчика. С другой стороны, в нелинейном режиме главные факторы, определяющие чувствительность это намагниченность насыщения Ms и достаточно малая коэрцитивная сила на уровне 1+4 Э. В результате, технология изготовления чувствительных образцов значительно упрощается и решается проблема воспроизводимости и стабильности свойств [21].
Анизотропия приводит к тензорному виду магнитной проницаемости и, соответственно, поверхностного импеданса. Представляется актуальным исследовать особенности поведения магнитоимпеданса с учетом недиагональных компонент тензора, т.к. такой вид дает возможность получения новых, не исследованных явлений, важных для приложений.
В самом деле, до сих пор эффект ГМИ использовался разработчиками магнито-чувствительных устройств регистрацией напряжения на концах проводника или тока в его цепи. С другой стороны, тензорный характер магнитоимпеданса может приводить к отклику на концах катушки индуктивности, окружающей проводник и соосной с ним. Для этого необходимо создавать соответствующие доменные структуры. В частности,
недиагональные эффекты проявляются при условии однодоменности поверхностного слоя проводника в скин-слое, а также соответствующей ориентации намагниченности, чувствительной к полю.
При разработке магниточувствительных устройств крайне нежелательны гистере-зисные явления во внешнем поле. Действительно, высокая чувствительность порядка КГ-КГ Э в ГМИ структурах становится бесполезной, если не задавать магнитную предысторию чувствительного элемента. В лучшем случае однодоменной структуры бистабильность приводит к неопределенности значения измеряемого магнитного поля порядка коэрцитивной силы, имеющей характерное значение для лучших образцов 10"2-10" Э. Многодоменность приводит к множественности состояний со слабо отличающейся свободной энергией, что еще более ухудшает ситуацию. До сих пор нет достоверных данных о доменной структуре анизотропных ферромагнитных проводников со слабой отрицательной константой анизотропии. Единственное экспериментальное свидетельство основано на магнитооптических наблюдениях, которые пока не могут исследовать динамику доменов и эволюцию в меняющемся магнитном поле. Актуально выяснить факторы, геометрические и технологические, формирующие тот или иной тип доменной структуры, а также найти способ и исследовать экспериментально доменную структуру проводника.
По смыслу магнитоимпеданса все высокочастотные процессы должны иметь линейный характер, т.е. не зависеть от амплитуды тока в проводнике. Если обобщить проблему для закритических токов, при которых высокочастотное поле за цикл дважды перемагничивает доменную структуру, то гистерезис во внешнем поле проявляться не будет. Такой «нелинейный» магнитоимпеданс лучше всего наблюдать как отклик в упомянутой выше катушке индуктивности, который представляет собой спектр гармоник, четных и нечетных по отношению к частоте тока через проводник. Амплитуды гармоник не в меньшей степени чувствительны к внешнему полю, чем амплитуда напряжения на концах проводника в линейном магнитоимпедансе. Таким образом, решение проблемы гистерезиса во внешнем поле может быть найдено в нелинейном режиме работы проводника. Преодоление гистерезисных явлений во внешнем поле является наиболее актуальной задачей при создании магниточувствительных устройств.
Наконец, расширение магнитоимпедансных явлений в СВЧ-диапазон, в силу микроскопических размеров чувствительного элемента, который может быть изготовлен в виде тонкопленочных структур (сэндвичей) с толщинами слоев долей микрона, вполне возможно. Исследования в этой области являются также актуальными, т.к. дают
основу для разработок весьма чувствительных к высокочастотному магнитному полю устройств, имеющих малые размеры.
Целью работы явилось всестороннее исследование ВЧ и СВЧ свойств структурных ферромагнитных материалов и материалов с искусственной магнитной анизотропией. Для достижения этой цели в работе были поставлены следующие задачи:
I. развитие экспериментальных методов исследования пленок и проволок, в том
числе:
решение электродинамической задачи об импедансе проводника в коаксиальной линии с учетом граничных условий,
развитие метода определения микроскопических характеристик проводников из импедансных измерений,
электродинамический метод визуализации доменной структуры проводников с циркулярной анизотропией и метод исследования движения доменных границ при перемагничивании образца,
метод исследования спектра гармоник нелинейного магнитоимпеданса;
П. исследование магнитостатических параметров проволок и пленочных структур, влияния технологических режимов (условий создания и термообработки) получения МИ элементов на тип магнитной структуры;
исследование различных составов и возможности создания для них различных состояний - аморфного, нанокристаллического, поликристаллического технологическими методами;
исследование концевых и размерных эффектов. Построение теоретических моделей и экспериментальная проверка;
V. исследование линейных процессов высокочастотного перемагничивания во внешнем магнитном поле (МИ и ГМИ, а также НДМИ - не диагональный МИ);
VI. исследование нелинейных процессов высокочастотного перемагничивания во
внешнем магнитном поле (ННДМИ - нелинейный недиагональный МИ); VII. исследование особенностей магнитоимпеданса в пленочных структурах с целью определения возможности, в том числе двухкоординатного измерения вектора поля; VIII. исследование шумовых характеристик МИ-структур с целью оценки предельной чувствительности сенсоров поля;
IX. исследование возможности создания сенсоров и других устройств на разработан-
ных в диссертации принципах. Основные новые научные результаты, полученные в диссертации, состоят в следующем:
Получены решения краевой задачи для многослойного ферромагнитного проводника в коаксиальной и полосковой линиях. Такие решения явились основой экспериментального метода исследования МИ-структур. Развита методология измерения электрофизических параметров проводников в линиях с распределенными параметрами.
Рассмотрены случаи радиальной, осевой и циркулярной анизотропии аморфного ферромагнитного провода. Спектры гигантского магнитоимпеданса непосредственно связаны с типом магнитной анизотропии. В случае циркулярной анизотропии пик вещественной составляющей импеданса провода как функция внешнего магнитного поля соответствует полю анизотропии. В случае осевой и радиальной анизотропии максимальное значение этой величины соответствует нулевому магнитному полю. Однако для наблюдения достаточно сильно выраженного магнитоимпеданса специальная доменная структура и циркулярная анизотропия не являются строго необходимыми. Одно из наиболее важных условий для этого - хорошая магнитная мягкость аморфного ферромагнитного провода.
Чувствительность магнитоимпедансного эффекта в достаточно совершенном композитном проводе, состоящего из хорошо проводящего керна и ферромагнитной оболочки может достигать весьма больших значений.
Развита теория недиагонального магнитоимпеданса (НДМИ). Возбуждение высокочастотной аксиальной магнитной индукции аксиальным высокочастотным током, вызывающей ЭДС в катушке индуктивности, соосной с проводником, наблюдалось в проводнике с циркулярной магнитной анизотропией при наложении слабого подмагничивающего поля. Измерения показали высокую чувствительность коэффициента преобразования к внешнему полю. Теория ферромагнитного резонанса хорошо описывает результаты наблюдений. Зависимость коэффициента преобразования от внешнего поля является очень резкой при малых полях. Это является основой для создания высокочувствительных датчиков магнитного поля
В диапазоне частот 0.5 - 1250 МГц исследован магнитоимпеданс многослойных тонкопленочных структур Ф1/8і02/Ті/Си/Ті/8іо2/Ф2, где Ф1 и Ф2 ферромагнитные слои, изготовленные распылением мишени аморфного сплава .
Показано, что ГМИ имеет место в тонкопленочных слоистых структурах, когда минимальная глубина скин-слоя в ферромагнитных слоях не только значительно меньше, но и порядка их толщины. Необходимым условием большой величины ГМИ в этих структурах является наличие центрального низкорезистивного проводника (Си). Диэлектрическая прослойка между слоями Ф1 и Ф2 полностью исключает обменную связь, что также является важным фактором увеличения ГМИ. Развита модельная теория ГМИ в тонкопленочных структурах, которая позволяет дать качественное объяснение полученным экспериментальным данным. Сэндвич ферромагнетик-металл-ферромагнетик с поперечной магнитной анизотропией является перспективным чувствительным элементом датчиков магнитного поля. Получены выражения тензора поверхностного импеданса сэндвича. Рассмотрены условия, в которых проявляется высокая чувствительность величины магнитоимпеданса к внешнему магнитному полю. Показано, что эффект магнитного импеданса при миниатюризации сэндвича в наибольшей степени сохраняется в его недиагональной компоненте. Это позволяет считать перспективной работу над созданием сенсоров, работающих на эффекте недиагонального магнитоимпеданса.
На основе недиагонального магнитоимпеданса (НДМИ) преложен метод наблюдения доменной структуры поверхностного слоя ферромагнитного проводника. Было показано, что основным состоянием поверхностного слоя анизотропного аморфного провода со слабой отрицательной магнитострикцией является одно доменное. Оно является стабильным в течение длительного времени и может быть разрушено лишь локальным магнитным возмущением. Разработан метод исследования движения доменных стенок в аморфной микропроволоке с циркулярной анизотропией, в основу которого также положен эффект недиагонального магнитоимпеданса. В отличие от известного метода Sixtus-Tonks, движение доменных стенок наблюдалось в азимутальном поле постоянного тока через провод. С помощью этого метода исследована стадия нелинейного перемагничивания провода с циркулярной анизотропией и было показано, что этот процесс начинается с зарождения доменной стенки с последующим перемещением ее вдоль оси проводника. При критических режимах происходит множественное рождение стенок и процесс перемагничивания характеризуется встречным движением доменных стенок. Лавинообразное перемагничивание происходит с конечным временем.
Теоретически и экспериментально исследовано нелинейное перемагничива-ние магнитной структуры полем тока через проводник. В катушке индуктивности, окружающий проводник возбуждается спектр гармоник. Это явление было названо нелинейном недиагональным магнитоимпедансом (ННДМИ), имея в виду его сходство с недиагональным магнитоимпедансом (НДМИ),) (см. п.4). Отличие состоит в амплитуде переменного тока через проводник, которая велика настолько, чтобы в каждом цикле тока проводник дважды перемагничивался. В этом случае в катушке возбуждаются преимущественно четные гармоники, амплитуда которых также как и в линейном случае, весьма чувствительна к продольному внешнему полю. Один из наиболее перспективных датчиков слабых магнитных полей может быть основан на ННДМИ.
Всследован нелинейный импеданс трехслойной пленочной структуры (сэндвича), состоящей из двух магнитомягких пленок и немагнитного высокопроводящего внутреннего слоя. Частотный спектр ЭДС в измерительной катушке, намотанной вокруг сэндвича существенно различается для продольного и поперечного направлений внешнего магнитного поля, что дает возможность создания двухкоординатного сенсора магнитного поля. В первом случае частотный спектр состоит из четных гармоник, а во втором случае в спектре присутствует только первая гармоника. В обоих случаях исследованный нелинейный эффект является весьма чувствительным к внешнему магнитному полю.
Изучен эффект теплового шума в МИ-проводниках. Найдена спектральная плотность шума для случая проволоки или пленки, несущей ВЧ ток при условии сильного скин-эффекта. При условии, что образец однороден и не имеет доменных границ оценка дает чувствительность к полю на уровне 10-8 Э для реальных условий эксперимента.
Изучены магнитостатические распределения намагниченности в проводах и сэндвичах. Установлена связь магнитной структуры с распределением остаточных (закалочных) напряжений в микропроволоках и сэндвичах. Данные исследования представляют интерес для разработки технологии производства магнитомягких материалов.
Полученные в диссертации результаты развивают существующие представления о механизмах магнитоимпеданса в магнитомягких ферромагнитных проводниках. Проведенный цикл исследований представляет собой новый подход к проблеме магнитоимпеданса включением в рассмотрение недиагонального импеданса, как линейного, так
и нелинейного. Показано, что недиагональный импеданс, линейный (НДМИ) и нелинейный (ННДМИ) можно выделить в отдельную группу магнитоимпедансных явлений, осуществляя единый подход к моделированию механизмов магниточувствительности.
Полученные результаты позволяют последовательно описать особенности динамики магнитного момента в ферромагнитных проводниках при протекании по нему тока и находящихся во внешнем магнитном поле. Благодаря развитым в диссертации экспериментальным методам получена возможность адекватного исследования как механизмов магнитоимпедансных явлений, исследования магнитной структуры анизотропных ферромагнитных проводников. Рассмотренные в диссертации механизмы формирования доменной структуры проводниках в процессе приготовления из расплава и при напылении, дают возможность прогнозирования магнитоимпедансных свойств. Результаты технологических исследований впервые последовательно показывают процесс формирования необходимых магнитоимпедансных свойств проводников, как проволочных, так и многослойных пленочных. Представлены оригинальные схемы построения датчиков на основе, в первую очередь, нелинейного режима перемагничивания высокочастотным током.
Результаты диссертации могут быть использованы для разработки датчиков магнитного поля с рекордной для датчиков на классических принципах чувствительностью, с новыми функциональными возможностями (двух- трех- координатное измерение магнитного поля и градиента поля), с широкополосностью вплоть до гигогерцовой области. Такие датчики, в особенности, основанные на многослойных напыляемых структурах, имеют малые размеры и могут быть интегрированы в микросхемные устройства благодаря совместимости технологий производства. Они могут быть основой для создания средств контроля при производстве ферромагнитной и слабомагнитной стали (труб, проката и пр.), для магнитометров, магнитных дефектоскопов и т.д.. Развитые в диссертации экспериментальные методы исследования МИ-структур могут быть использованы во всей полосе частот, включая СВЧ, для изучения электрофизических параметров ферромагнитных проводников,
Диссертация состоит из введения, восьми глав, заключения и списка использованной литературы.
Работа организована следующим образом. В Главе 1 описана физическая природа линейного ГМИ, приводятся формулы для диагонального и недиагонального МИ для микропроводов и пленочных структур, описаны методы экспериментального изучения ГМИ и МИ на высоких частотах. Здесь же основные положения теории иллюстрируют-
ся экспериментальными исследованиями. В Главе 2 теоретически и экспериментально рассмотрены особенности магнитоимпеданса в аморфных и нанокристаллических мультислоях. В Главе 3 описано нелинейное перемагничивание, вызванное полем высокочастотного тока, демонстрируется высокий уровень чувствительности данного процесса к магнитному полю. В Главе 4 рассмотрена природа шумов в магнитоимпе-дансных элементах и дается оценка нижнего порога чувствительности к магнитному полю. В Главе 5 рассмотрена доменная структура в аморфных микропроводах на основе кобальта, являющихся наиболее перспективными для магнитоимпедансных приложений. Приводится расчет остаточных закалочных напряжений в аморфных проводах и напряжений в тонких пленках, возникающих при напылении и связь их с распределением намагниченности. В Главе 6 приводятся результаты магнитостатических исследований наиболее перспективных магнитоимпедансных элементов. В Главе 7 кратко рассмотрена технология изготовления МИ-структур. В Главе 8 показано, как использовать магнитоимпеданс в датчиках магнитного поля и других ВЧ-устройствах..
Основные результаты, представленные в диссертации, докладывались и обсуждались на семинарах и конференциях:
ЕТОРІМ4 (Moscow ,1996), Заседание научного совета РАН по проблеме магнетизм (ИФП РАН, Москва, 1997), ISEM'97 (Braunschweig, Germany, 1997), The 7-th Joint MMM-Intermag Conference (San-Francisco, USA, 1998), MNP'98 (EMMA'98) Satellite Meeting (San Sebastian, Spain, 1998), EMMA'1998 (Zaragossa, Spain, 1998), MISM-99 (M.V. Lo-monosov Moscow State University, 1999), SMM14 (Hungary, 1999), INTERMAG'99 (Kyongju, Korea, 1999), XVII International School "New Magnetic Materials In Microelectronics" (Moscow, 2000), EMMA'2000, (Kyiv, Ukraine, 2000), 17-th school on New magnetic materials of microelectronics (Moscow, Russia, 2000), "Nondestructive Checking of Stresses In Weld Constructions" Technical Seminar of Russian Welding Society (Moscow, 2000), International Workshop on Magnetic Wires (San Sebastian, Spain 2001), EastMag (Ekateringburg, 2001), ICFM - 2001 (Crimea, Ukraine).
По материалам диссертации опубликованы 46 статей в реферируемых журналах.
Спектры гигантского магнитоимпеданса (ГМИ) в композитном проводе с высокопроводящим металлическим керном и циркулярно намагниченной внешней оболочкой
Рассмотрим теоретически влияние различных типов магнитной анизотропии на спектры магнитоимпеданса аморфных проволок с малой константой магнитострикции [46]. Рассмотрим два случая анизотропии. В первом случае легкая ось параллельна оси провода, во втором легкая ось циркулярная, т.е. перпендикулярная относительно оси провода. В случае провода с осевым типом магнитной анизотропии поперечную магнитную проницаемость получим как функцию амплитуды внешнего магнитного поля Н0 и других магнитных параметров провода. Покажем сильную зависимость этой величины от Но, чтобы объяснить гигантский магнитоимпеданс в этом типе аморфного провода. Покажем также, что амплитуда магнитоимпеданса зависит в основном от значения феноменологической константы релаксации. В случае провода с циркулярной анизотропией классическое выражение [22] для импеданса провода не действует в диапазоне внешнего магнитного поля 0 Но На, где На - поле анизотропии. В этом диапазоне импеданс становится тензором. Он имеет как диагональные, так и недиагональные составляющие, которые могут быть измерены экспериментально [23]. В случае провода с циркулярной анизотропией пик продольной составляющей импеданса провода как функции Но соответствует полю анизотропии, в то время как для случая осевой анизотропии импеданс максимален в нулевом магнитном поле. Здесь будет показано, что магнитомягкость аморфного провода - одно из наиболее важных условий для наблюдения ГМИ; причем тип доменной структуры и анизотропия не являются строго необходимыми.
Приблизительно 70 лет назад было найдено [24], что импеданс Z тонкого ферромагнитного провода в значительной степени зависит от внешнего магнитного поля, приложенного параллельно оси провода. Явление было приписано [25] нелинейной зависимости магнитной индукции ферромагнитного провода от внешнего магнитного поля. Недавно очень большие изменения высокочастотного импеданса в малых магнитных полях наблюдались в проволоках на основе кобальта [26, 1] с почти нулевой маг-нитострикцией. Этот эффект был назван гигантским магнитоимпедансом (ГМИ).
Большая чувствительность к очень низким значениям внешнего магнитного поля делает ГМИ весьма перспективным для технологических приложений [8, 7].
Основные характеристики ГМИ в аморфных проволоках и лентах на основе кобальта могут быть объяснены в рамках классической электродинамики [1, 8, 27, 2, 28, 29]. Экспериментальные результаты [1, 2] качественно описываются посредством обычного выражения [22] для высокочастотного импеданса провода (см. также уравне-ние(1.22) далее), принимая во внимание, что в случае ферромагнитного проводника глубина скин-слоя зависит от поперечной магнитной проницаемости. Последняя рассматривается [1,2] как подгоночный параметр. Теоретический подход [22, 28, 29] основан на вычислении комплексного импеданса переменного тока ферромагнитного провода, имеющего доменную структуру. Усреднение тензора проницаемости провода по доменам с различным намагничиванием значительно упрощает вычисление импеданса. Необходимо отметить, однако, что аморфный провод с очень низкой магнитострикцией может вовсе не обладать какой либо доменной структурой [30].
В данном параграфе разработано непротиворечивое теоретическое описание ГМИ - эффекта в аморфном проводе на основе Со.
Рассмотрим самые простые возможные модели для начального распределения намагниченности в проводе. Принимаем во внимание, что ГМИ наблюдается в проволоках с очень низкой константой магнитострикции. Поле анизотропии такого провода очень мало по сравнению с намагниченностью насыщения, и можно ожидать, что любая доменная структура достаточно длинного идеального провода энергетически невыгодна и едва ли может быть устойчива [30]. Это утверждение подтверждается тем фактом, что для проволок с нулевой магнитострикцией так называемое действие остаточного поля [31], оказывается очень малым.
Пренебрежение доменной структурой аморфного провода означает, что мы принимаем во внимание только процессы вращения вектора намагниченности. С другой стороны, хорошо известно [8, 32, 33], что распределение намагниченности неоднородно по сечению провода. Имеется приосевая область с осевой намагниченностью, в то время как оболочка намагничена в циркулярном направлении. Можно показать [34], что приосевой кор кобальтового провода обусловлен распределением остаточных напряжений в результате быстрого охлаждения в процессе изготовления. Это распределение может легко быть изменено термообработкой провода во внешнем однородном магнитном поле или в циркулярном магнитном поле постоянного тока через провод [4]. Таким образом, кажется разумным рассмотреть два предельных случая начального рас 21 пределения намагниченности аморфного провода на основе Со. Если радиус кора близок радиусу провода, в первом приближении можно пренебречь процессами во внешней оболочке. Будем пренебрегать также влиянием размагничивающего поля вблизи концов провода, т.е. мы будем рассматривать достаточно длинный провод, с равномерной намагниченностью вдоль оси. В противоположном пределе, когда кор мал, будем считать, что провод намагничен циркулярно. Для простоты, для обеих моделей мы предполагаем также, что константы анизотропии не зависят от радиуса. Случай реальной длины провода, вместе с экспериментальными данными будет рассмотрен в следующем разделе (см. Гл. 1.6)
Цель данного рассмотрения сравнить ГМИ спектры для кобальтовых проволок с осевым и циркулярным типом магнитной анизотропии. Сначала мы вычисляем тензор проницаемости аморфного провода, решая линеаризованное уравнение Ландау-Лифшица-Гильберта (ЛЛГ) [35, 36]. В случае провода с осевой анизотропией поперечная магнитная проницаемость будет получена как функция внешней амплитуды магнитного поля Но и других магнитных параметров провода. Из-за большой величины отношения Ms/Ha » 1, поперечная магнитная проницаемость оказывается очень высокой в нулевом внешнем магнитном поле. С другой стороны, внешнее магнитное поле, приложенное вдоль оси, увеличивает магнитную "жесткость" провода. Как следствие, магнитная проницаемость уменьшается, уменьшается также реальная и мнимая части импеданса провода.
В случае провода с циркулярной анизотропией классическое выражение [22] для импеданса не допустимо в диапазоне внешнего магнитного поля 0 Но На, где структура тензора проницаемости более сложная. В этом случае необходимо корректное решение уравнений Максвелла отдельно в проводе и его окрестности, и использовать граничные условия на поверхности провода.
Сравнение результатов вычислений импеданса провода для двух обсуждаемых случаев показывает, что спектры гигантского магнитоимпеданса непосредственно связаны с типом магнитной анизотропии провода. Например, в случае провода с циркулярной анизотропией пик вещественной составляющей импеданса провода как функция внешнего магнитного поля соответствует полю анизотропии. В случае осевой анизотропии максимальное значение этой величины соответствует нулевому магнитному полю. Важным результатом является также заключение, что хорошая магнитная мягкость аморфного ферромагнитного провода - одно из наиболее важных условий наблюдения ГМИ.
Нелинейный недиагональный магнитоимпеданс (ННДМИ) в магнитомягких проводниках
Анализ спектров ГМИ в аморфных ферромагнитных проводах на основе кобальта важен для разработки различных типов сенсоров, в которых эти провода являются базовым элементом. Эти исследования являются, кроме того, важным этапом для дальнейших расчетов ГМИ спектров в полосковых и сэндвичевых структурах. Дело в том, что в силу аксиальной симметрии провода невозмущенное электромагнитным полем распределение намагниченности в проводе зависит лишь от радиальной координаты и это обстоятельство значительно упрощает электродинамические расчеты. Напротив, в полосковых и сэндвичевых структурах с поперечным типом магнитной анизотропии заведомо существует доменная структура вдоль направления распространения волны, так что необходимо учитывать влияние этой доменной структуры на соответствующие ГМИ спектры.
В предыдущем параграфе данной главы (пп. 1.1 -.1-2), были подробно рассчитаны ГМИ спектры для аморфных проводов с чисто продольным и циркулярным типами магнитной анизотропии, которые оказались сильно различающимися. Действительно, для провода с продольной анизотропией реальная компонента импеданса достигает максимума в отсутствие продольного магнитного поля, а для случая циркулярной анизотропии реальная компонента имеет пик при значении внешнего поля, равном полю анизотропии провода На. Кроме того, в случае циркулярной анизотропии в области полей, меньших поля анизотропии, 0 Но На, имеется недиагональная компонента импеданса. Эти важные выводы показывают, что по виду ГМИ спектра можно судить о типе магнитной анизотропии провода, определять характерное значение поля анизотропии и оценивать значение константы затухания. Известно, однако [41, 42], что для реальных аморфных проводов на основе кобальта распределение легких осей вдоль радиуса провода имеет более сложный характер, чем это предполагалось в упрощенных моделях, рассмотренных нами. Именно, в центре провода имеется однородно намагниченный керн, где легкая ось направлена вдоль оси провода, а во внешней оболочке провода легкая ось направлена циркулярно. Экспериментальные данные также свидетельствуют, что ГМИ спектры реальных проводов несколько отличаются от спектров, рассчитанных для проводов с чисто циркулярным типом анизотропии. Именно, расчет показывает, что для не очень высокой частоты переменного тока значение реальной компоненты импеданса Z iQ) циркулярно намагниченного провода стремится с сопротивлением провода на нулевой частоте, Rdc, в то время как в эксперименте, как правило, Z22(0) Rdc. Физическая причина такого поведения реальной компоненты может состоять в том, что в области полей Н0 На эффективная магнитная проницаемость провода с циркулярной анизотропией резко падает и ширина скин-слоя увеличивается. При этом магнитная структура внутренних областей провода может оказывать влияние на его ГМИ спектр. Чтобы проверить это предположение и более точно описать ГМИ спектры реальных ферромагнитных проводов нами была рассмотрена [43] более сложная модель аморфного провода, состоящая из внутреннего керна с продольной анизотропией и внешней оболочки с циркулярной анизотропией. Кроме того, для полноты картины укажем, что в работе[44] был рассмотрен также случай провода с малой положительной магнитострикцией, когда легкая ось во внешней оболочке направлена ради-ально.
Вычисление импеданса провода с комбинированным типом анизотропии проводится так же, как это изложено выше для тензора магнитной проницаемости провода с продольным, либо циркулярным типом анизотропии. С помощью той же процедуры можно получить тензор магнитной проницаемости провода с радиальной анизотропией
Здесь компоненты тензора магнитной проницаемости есть Кроме того, мы обозначили причем, Ms есть намагниченность насыщения, у - гиромагнитное отношение, со - угловая частота и/с- феноменологическая константа затухания. В случае радиальной анизотропии предполагается, что невозмущенная намагниченность провода параллельна его оси, так как радиальное поле анизотропии весьма мало по сравнению с намагниченностью насыщения.
Для вычисления импеданса провода с комбинированной анизотропией мы решаем уравнения Максвелла порознь в области керна и оболочки провода, принимая во внимание соответствующие выражения для тензора магнитной проницаемости. Для выбора подходящего решения используются обычные граничные условия для поперечных компонент электромагнитного поля на границе керна и оболочки, а также, на внешней границе провода. На Рис.1.8 показана продольная компонента импеданса аморфного провода для различных типов распределения легслучаях пик реальной компоненты импеданса соответствует полю анизотропии внешней оболочки провода. лочки имеют следующие значения: На cor == 0.1 Э и HaSh = 1.0 Э, а значе-ния констант затухания, соответственно, равны к ог=0.2 и Ksh 0.5. Кроме того, асог=10Х6 сек"1 и а,н = 4-Ю15 сек"1 есть удельные проводимости кора и оболочки. Кривые 2) на Рис.1.8 показывают реальную и мнимую части импеданса провода с теми же самыми значениями магнитных параметров, но с пренебрежимо малым радиусом внутреннего керна.
Экспериментальное исследование доменной структуры микропровода, основанное на эффекте НДМИ
В этом параграфе, следуя [66, 67], излагаются результаты исследования в диапазоне частот 0.5 - 1250 МГц гигантского магнитного импеданса (ГМИ) многослойных тонкопленочных структур Ol/Si02/Ti/Cu/Ti/Sio2/O2, где Ф1 и Ф2 ферромагнитные слои, изготовленные распылением мишени аморфного сплава Fe73.5Cu1Nb3Sii6.5B6, в диапазоне частот 0.5 - 1250 МГц. Пленки напылялись в магнитоном поле Н_=200Э, ориентированном в плоскости образцов перпендикулярно их длинной стороне и затем отжигались в магнитном поле Нх=420Э при различных температурах. Наибольшие значения ГМИ получены при отжиге структур на сапфировых подложках при 280С. Показано, что ГМИ имеет место в тонкопленочных слоистых структурах, когда минимальная глубина скин-слоя в ферромагнитных слоях не только значительно меньше, но и порядка их толщины. Необходимым условием большой величины ГМИ в этих структурах является наличие центрального низкорезистивного проводника (Си) и наведенной поперечной магнитной анизотропии, которая значительно увеличивает ГМИ за счет резонансного увеличения магнитной проницаемости вблизи поля анизотропии. Диэлектрическая прослойка между слоями Ф1 и Ф2 полностью исключает обменную связь, что также является важным фактором увеличения ГМИ. При толщине ферромагнитных слоев 0.8 мкм достигнута высокая чувствительность ГМИ к магнитному полю, превышающая в области высоких частот 10%/Э. Развита модельная теория ГМИ в тонкопленочных структурах, которая позволяет дать качественное объяснение полученным экспериментальным данным.
Согласно представлениям о механизмах ГМИ [68, 2] этот эффект должен наблюдаться в условиях сильного скин-эффекта, то есть при где а - характерный размер сечения ферромагнитного образца (полутолщина ленты или пленки, радиус провода), глубина скин-слоя, р - удельное электросопротивление, JUL (со) - эффективная магнитная проницаемость. В магнитомягких аморфных материалах внешнее магнитное поле может сильно (на два-три порядка) изменять величину //х (со), что и приводит к ГМИ.
Заметим, что условие (2.1) заведомо не выполняется для однородных магнитомягких пленок или проволок толщиной порядка 1мкм даже в СВЧ диапазоне электромагнитных волн в силу уменьшения //х (со) при повышении частоты. Здесь на основе экспериментальных и теоретических исследований будет показано, что для многослойных структур на основе аморфных или нанокристаллических материалов условие (2.1) наблюдения ГМИ может быть значительно ослаблено.
Действительно, сопротивление многослойной структуры типа Ф1/Си/Ф2 на сравнительно низких частотах определяется сопротивлением медной прослойки, так как на низкой частоте минимальная глубина скин-слоя в слоях Ф1, Си и Ф2, где Ф1 и Ф2 - тонкие ферромагнитные пленки, много больше их полутолщин, а удельная проводимость меди много больше проводимости ферромагнитных слоев. Внешнее магнитное поле, изменяя juL (со), а следовательно, в силу (2.2), и глубину скин-слоя в ферромагнитных слоях, не изменяет тем не менее существенно распределение тока по сечению образца. Однако при увеличении частоты, когда минимальная глубина скин-слоя в ферромагнитных слоях оказывается сравнимой с толщиной слоя, даже небольшое изменение д при приложении внешнего магнитного поля приводит к заметному изменению электрических полей и токов. В силу малого сопротивления меди, относительное изменение импеданса системы при этом может быть весьма значительным. Это позволяет надеяться на создание микроминиатюрных ГМИ элементов, в том числе магнитных головок для считывания сверхплотной магнитной записи. К аналогичному выводу пришли и авторы работ [69, 70], в которых приведены результаты изучения ГМИ тонкопленочных сэндвичей CoSiB/Cu/CoSiB [69] и NiFe/Cu/NiFe [70], чувствительность которых на высоких частотах не превышала, однако, 2%/ Э.
Образцы в виде полосок шириной 0,2 мм и длиной 9 мм получены распылением в вакууме ионным пучком соответствующих мишеней. Каждый образец представлял собой многослойную структуру Ol-0.8/SiO2"0.08/Tr0.01/Cu"0.2/Ti"0.01/SiO2"0.08/O2 0.8,где цифрами указана толщина слоев в мкм. Ферромагнитные слои Ф1 и Ф2 получены распылением мишени аморфного сплава Fe73 5CuiNb3Sii6 5В6 (finemet), изготовленного и аттестованного в ЦНИИЧерМет. Слои SiC 2 и Ті напылялись для улучшения адгезии, но оказалось, что слои диэлектрика существенно улучшают и магнитоимпе-дансные характеристики. Ширина центрального слоя Си составляла 0.1 мм и на краях этого слоя формировались контактные площадки размером 3x3 мм . Пленки напылялись без принудительного охлаждения подложек в магнитном поле Нх = 200Э, ориентированном в плоскости образцов перпендикулярно их длинной стороне. Затем в течении двух часов производился отжиг при различных температурах в магнитном поле Нх =420Э для создания в слоях Ф1 и Ф2 нанокристаллического состояния, обладающего, как известно [71], хорошими магнитомягкими свойствами, а также для создания наведенной поперечной магнитной анизотропии. Использовались подложки из сапфира, поликора и стекла. Наилучшие результаты получены при отжиге пленок на сапфировых подложках при 280С. Для этих образцов и приводятся результаты измерения ГМИ и магнитостатических свойств.
Магнитостатические измерения проводились на вибрационном анизометре при различных ориентациях магнитного поля относительно длинной стороны образца, а петли гистерезиса отдельных слоев определялись с помощью магнитооптического эффекта Керра. Все измерения выполнены при комнатной температуре.
В изготовленных образцах толщина диэлектрической прослойки по всей площади слоев Ф1 и Ф2 превышает характерную обменную длину, поэтому между слоями может осуществляться только магнитостатическая связь. При этом возможны различные случаи распределения намагниченности в слоях Ф1 и Ф2 в зависимости от величины константы наведенной поперечной магнитной анизотропии Кх. Так, если KL достаточно велика в обоих слоях, то энергетически выгодным является образование поперечной доменной структуры (по отношению к длинной стороне образца) с замыканием магнитного потока через прослойку. Такая структура имела место в сэндвичах Со-SiB/Cu/CoSiB [69] и NiFe/Cu/NiFe [70]. В другом предельном случае, когда Кх - 0, магнитные моменты слоев антипараллельны и ориентированы вдоль длинной стороны образца.
Магнитооптические исследования, температурное поведение и релаксация магнитных свойств во времени
Магнитные свойства аморфных проводов на основе Fe и Со описывают обычно в рамках модели, предполагающей наличие в аморфном проводе двух областей - кора и оболочки, с различным направлением легких осей анизотропии [86, 87]. В случае аморфного провода на основе Со, с отрицательным значением константы магнитострикции, совокупность экспериментальных данных может быть удовлетворительно объяснена, если предположить, что вблизи центра провода имеется кор, однородно намагниченный вдоль оси провода, а во внешней оболочке намагниченность направлена азимутально. В случае же аморфного провода на основе Fe, с положительным значением константы магнитострикции, намагниченность во внешней оболочке провода имеет радиальное направление. В аморфном проводе энергия магнитной кристаллографической анизотропии отсутствует, и распределение легких осей в образце определяется распределением закалочных остаточных напряжений.
Для исследования эффекта Баркгаузена в аморфных проволоках с положительной константой магнитострикции использовался метод Sixtusonks [88, 89, 90, 91]. Проволока помещалась в соленоид. Локальный импульс поля инициировал зарождение доменной стенки. Ее распространение вдоль провода управлялось однородным магнитным полем соленоида. Скорость доменной стенки контролировалась двумя измерительными катушками, которые фиксировали прохождение доменной стенки. Движение доменных стенок вдоль провода FeSiB исследовалось в [90, 91]. Было установлено, что ее мобильность определяется вихревыми токами, возникающими при вращении намагниченности. Длина конической доменной стенки была от 6 до 9 см. Распространение стенок в проводах длины меньшей 10-12 см не наблюдалось.
Ранее предполагалось, что оболочка микропроволок с малой отрицательной маг-нитострикцией имеет так называемую бамбуковую доменную структуру, которая состоит из чередующихся кольцевых доменов с противоположным направлением намагниченности [33, 83, 87]. Однако, как будет показано в Главе 5, для таких микропроволок бамбуковая доменная структура является метастабильной, а основным состоянием оболочки является структура с однородной по длине циркулярной намагниченностью.
Экспериментальное исследование динамики доменной структуры проводов с отрицательной константой магнитострикции проводилось нами модифицированным Sixtusonks методом, в котором образование и движение доменных стенок наблюдалось в азимутальном поле постоянного тока через провод [92]. Трудности такого исследования связаны с тем, что при циркулярном распределении намагниченности в оболочке магнитный момент не выходит из объема образца. Здесь мы рассмотрим метод исследования движения доменных стенок в аморфной микропроволоке с циркулярной анизотропией, в основу которого положен эффект недиагонального импеданса, описанного выше, в Главе 1, а также в [93, 17, 94]. Этот эффект связан с циркулярной анизотропией оболочки микропроволоки. Во внешнем магнитном поле, меньшем поля анизотропии, импеданс микропроволоки становится тензором. Вследствие отличия от нуля недиагональной компоненты тензора, протекающий по проволоке высокочастотный ток индуцирует в ней не только циркулярное магнитное поле, но и продольной переменное поле. В соответствие с законом Фарадея это приводит к возникновению ЭДС в катушке, намотанной на микропроволоку. Как было показано в [17, 94], эффект недиагонального импеданса может возникать лишь в случае, если оболочка микропроволок имеет однодоменную структуру. Действительно, домены с противоположно направленными циркулярными компонентами намагниченности давали бы вклад в ЭДС с фазой, различающейся на величину л, и сигнал в измерительной катушке был бы близок к нулю. Именно на этом свойстве недиагонального импеданса основан метод исследования динамики доменных стенок в аморфной микропроволоке с циркулярной анизотропией.
Экспериментальные исследования проводились на микропроволоках в стеклянной оболочке состава C068.15Fe4.35Si12.5B15 с малой отрицательной магнитострикцией (поряд-ка -10" ). Исследованные образцы имели длину 3 см, диаметр металлической части микропроволок составлял 14 мкм, а толщина стеклянной оболочки равнялась 4.5 мкм. Намагниченность насыщения образцов Ms была порядка 750 Гс [95], а их сопротивление R составляло примерно 150 Ом.
Схема экспериментальной установки показана на Рис.3.1. Вокруг микропроволоки были намотаны две измерительные катушки Г и 1". Каждая катушка состояла из 10 витков и имела длину 5 мм. Катушки могли перемещаться вдоль образца. Микропроволока помещалась в постоянное продольное магнитное поле Не, создаваемое соленоидом 2, ориентированным вдоль оси образца. Перед началом экспериментов в оболочке микропроволоки создавалось однодоменное состояние. Для этого через нее пропускался постоянный ток достаточно большой амплитуды. После этого по микропроволоке пропускался высокочастотный ток. Амплитуда высокочастотного тока 1Х была меньше 0.6 мА, а его частота/была 10 МГц. При пропускании по микропроволоке высокочастотного тока, в измерительных катушках наблюдаются одинаковые сигналы с частотой равной частоте тока/ При этом амплитуда и фаза сигналов не изменяется при движении катушек вдоль длины проволоки, что свидетельствует об однородном однодомен-ном состоянии оболочки. Следует отметить, что такое однодоменное состояние является устойчивым в течение очень длительного промежутка времени и может быть разрушено только при создании локальных магнитных возмущений.
Для исследования движения доменных стенок через микропроволоку кроме высокочастотного тока пропускались чередующиеся положительные и отрицатель-достаточно велика для создания движущего доменные стенки циркулярного магнитного поля (12 0.7мА). Период прямоугольных импульсов тр составлял 16 мсек. При пропускании через микропроволоку импульсов тока на ее концах возникают доменные стенки, которые движутся к середине образца. Типичный вид осциллограмм сигналов в катушках при движении доменных стенок показан на Рис.3.2. Когда стенка достигает первой катушки, сигнал в ней начинает изменяться. Поскольку области с противоположным направлением намагниченности дают вклад разного знака в сигнал, при движении доменной стенки в области катушки, он будет уменьшаться до тех пор, пока доменная стенка не окажется в середине катушки. В этом случае сигнал в катушке станет равным нулю. При дальнейшем движении стенки, амплитуда сигнала будет увеличиваться, пока стенка не выйдет из катушки. После прохождения стенки сигнал в первой катушке становится максимальным, его фаза меняется на величину я, а изменение сигнала происходит во второй катушке. Так как сигнал в катушках изменяется последовательно (сначала в первой, а затем во второй), можно утверждать, что вдоль образца движется только одна доменная стенка. Скорость движения доменной стенки может быть определена по скорости изменения сигнала в катушках.