Гигантский магнитный импеданс в аморфных микропроводах в диапазоне сверхвысоких частот тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.11 ВАК РФ

Таврический национальный университет имени В.И. Вернадского

Попов Вячеслав Валериевич

УДК 537.62

ГИГАНТСКИЙ МАГНИТНЫЙ ИМПЕДАНС В АМОРФНЫХ МИКРОПРОВОДАХ В ДИАПАЗОНЕ СВЕРХВЫСОКИХ ЧАСТОТ

Л 1 Л4 1 1 _ /4-1 гт^ттт^г» •» гпГ1»| 11>»ч 11 IV гтттатгтгй

V X 1 х — Ц^гю^ххч.и шшшишил /ш^^ших

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

13 НОЯ 2014

Симферополь — 2014

005555024

005555024

Диссертация является рукописью.

Работа выполнена в Таврическом национальном университете имени В.И. Вернадского.

Научный руководитель: доктор физико-математических наук, профессор

Бержанский Владимир Наумович, кафедра экспериментальной физики Таврического национального университета имени В.И. Вернадского, профессор

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, профессор

Товстолыткин Александр Иванович, отдел физики тонких пленок Института магнетизма НАН Украины и МОН Украины, ведущий научный сотрудник

кандидат физико-математических наук Бузников Никита Александрович, ООО «Научно-исследовательский институт природных газов и газовых технологий - Газпром ВНИИГАЗ», старший научный сотрудник

Защита состоится 5 декабря 2014 г. в 14 часов на заседании диссертационного совета Д52.051.02 Таврического национального университета имени В.И. Вернадского, пр. академика Вернадского, 4, г. Симферополь, Россия.

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке Таврического национального университета имени В.И. Вернадского (пр. академика Вернадского, 4, г. Симферополь, Россия) и в сети Интернет по адресу: http://science.crimea.edu/zashita/popov/mdex.html.

Автореферат разослан 2014 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

А.Ф. Рыбась

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Аморфные магнитные провода представляют собой металлическую жилу диаметром от одного до нескольких десятков микрометров, покрытую стеклянной оболочкой, и обладают рядом уникальных свойств, которые делают их перспективными для широкого круга практических приложений. В частности, в микропроводах наблюдается эффект гигантского магнитного импеданса (ГМИ), который заключается в сильной зависимости высокочастотного комплексного сопротивления от постоянного магнитного поля [1, 2]. Эффект ГМИ обусловлен высокой динамической восприимчивостью на частоте переменного циркулярного магнитного поля, наводимого Е:ысокочастотным током, по отношению к изменениям магнитной структуры микропровода при его перемагничивании. Эффект ГМИ наблюдается в широком диапазоне частот от десятков килогерц до 40 ГГц.

Статические магнитные свойства провода в значительной степени определяются магнитоупругими взаимодействиями. Остаточные упругие напряжения, наводимые в процессе изготовления, в случае проводов на основе сплавов с отрицательным знаком константы магнитострикции приводят к следующему равновесному распределению намагниченности. В приповерхностной области намагниченность направлена по касательной к поверхности провода перпендикулярно к его оси, в центральной области металлической жилы направление намагниченности совпадает с осью провода [3]. Приложение внешних механических напряжений изменяет равновесное распределение намагниченности и магнитные свойства провода, что, в свою очередь, влияет на ГМИ-отклик. Наряду с механическими напряжениями существенное влияние на эффект ГМИ оказывает постоянный электрический ток, который создает дополнительное циркулярное магнитное поле и приводит к несимметричному эффекту ГМИ [4].

Известные из литературы экспериментальные работы, связанные с исследованием влияния на эффект ГМИ механических напряжений и постоянного тока, ограничены верхней частотой порядка 2 ГГц. На этих, относительно низких, частотах эффект ГМИ зависит от многих факторов, таких как равновесное распределение магнитных моментов по сечению провода, резонансное изменение эффективной магнитной проницаемости при выполнении условий естественного ферромагнитного резонанса, резонанс доменных границ и т.д. Поскольку механическое напряжение и электрический ток оказывают влияние одновременно на все действующие факторы, то разделить их вклад в итоговое изменение импеданса затруднительно. Напротив, в диапазоне сверхвысоких частот (СВЧ), вследствие скин-эффекта, изменение импеданса связано только с перемагничиванием микропровода, что позволяет детально изучить физические особенности СВЧ ГМИ [5].

Теоретические модели, применяющиеся для описания эффекта ГМИ, получены в предположении одноосного характера эффективного поля анизотропии. Общим их недостатком является тот факт, что они имеют

ограниченное применение и не в состоянии описать всех наблюдаемых экспериментально эффектов.

В настоящее время аморфные микропровода рассматриваются в качестве основы для создания метаматериалов и наполнителей для искусственных композиционных материалов, свойства которых могут регулироваться слабыми магнитными полями. Область практического применения таких материалов лежит, в диапазоне сверхвысоких частот, поэтому для их конструирования и расчета актуальной является проблема системного исследования особенностей сверхвысокочастотного ГМИ [6].

Поскольку ГМИ эффект сильно зависит от условий проведения эксперимента, то результаты, получаемые разными авторами, существенно разнятся, что затрудняет выявление общих физических закономерностей. Для устранения этого недостатка следует проводить цикл исследований на одной экспериментальной установке и в одинаковых физических условиях, с тождественным набором образцов микропровода.

Связь работы с научнымн программами, планами, темами. Работа выполнена на кафедре экспериментальной физики Таврического национального университета имени В.И. Вернадского в рамках госбюджетных тем «Властивосп нанор озм1р них матер1атв I взаемодая електромагштного поля з композитами на Тх основЬ> (номер госрегистрации № 0100Ш01359) и «Дослщження динашчних особливостей електронноТ 1 ядерноТ сшнових систем у магштовпорядковаиих матер]алах» (номер госрегистрации № 010611001750).

Цель и задачи исследования. Целью работы является установление закономерностей взаимодействия электромагнитных волн СВЧ диапазона с аморфными магнитомягкими микропроводами на основе кобальта и ананиз влияния на их магнитный импеданс различных конфигураций внешних упругих напряжений и магнитных полей.

Основные задачи диссертационного исследования:

— Проанализировать теоретически особенности взаимодействия тонкого импедансного микропровода с полем электромагнитной волны СВЧ диапазона и использовать эти результаты при создании автоматизированного спектрометра-рефлектометра для измерения ГМИ.

— Исследовать экспериментально влияние на эффект СВЧ ПЛИ в магнитомягких микропроводах внешних аксиальных и торсионных механических напряжений и их комбинаций.

— Исследовать экспериментально реакцию СВЧ ГМИ на приложенную комбинацию аксиального и циркулярного магнитных полей, в том числе при наличии аксиальных и торсионных упругих напряжений.

— Разработать модель процессов перемагничивания, лежащих в основе полевых зависимостей ГМИ, с учетом аксиальных и торсионных упругих напряжений и циркулярного магнитного поля.

Объект исследования — эффект гигантского магнитного импеданса в магнитомягких аморфных микропроводах на основе кобальта.

Предмет исследования — взаимодействие электромагнитных полей СВЧ диапазона с магнитными микропроводами и влияние на эффект гигантского

магнитного импеданса упругих напряжений и магнитных полей различных конфигураций.

Методы исследования. Основные теоретические результаты, относящиеся к особенностям процесса перемагничивания микропровода и влияния на этот процесс внешних механических напряжений и статических магнитных полей, получены в рамках феноменологической теорш* магнетизма и в приближении линейной теории упругости. Анализ взаимодействия микропроводов с полем электромагнитной волны в волноводе выполнялся методами классической электродинамики.

Измерение параметров ГМИ осуществлялось на созданном в процессе работы автоматизированном СВЧ спектрометре-рефлектометре с автоматической разверткой по частоте и магнитному полю, с измерительными ячейками резонаторного и волноводного типа, снабженными устройствами для создания упругих напряжений и магнитных полей различных конфигураций.

Научная новнзна полученных результатов. В диссертации получены следующие новые результаты:

— Решена прямая и обратная задача взаимодействия электромагнитной волны с отрезком микропровода в прямоугольном волноводе и установлена связь между коэффициентом отражения и магнитной проницаемостью микропровода. Показана необходимость учета высших мод при измерениях магнитного импеданса.

— Показано, что в магнитных микропроводах с отрицательным знаком константы магнитострикции приложение аксиального напряжения приводит к увеличению эффективного поля циркулярной магнитной анизотропии. Торсионные напряжения формируют геликоидальную магнитную структуру, которая приводит к гистерезису и необратимым скачкам на кривых ГМИ. Поле, при котором теряется устойчивость магнитной системы, зависит от величины аксиальных и торсионных напряжений.

— Показано, что циркулярное магнитное поле, наведенное постоянным электрическим током, приводит к зеркальной асимметрии кривых ГМИ, изменению величины скачка и его анизотропному сдвигу. Все указанные явления зависят от величины циркулярного поля и его киральности относительно направления аксиального поля.

Практическое значение полученных результатов состоит в следующем:

— Мультирезонансный метод измерения импеданса и магнитной проницаемости микропроводов. положенный в основу созданного автоматизированного СВЧ спектрометра-рефлектометра, является экспериментально более простым и точным, по сравнению с существующими методами. Высокая точность метода обеспечивается, в том числе, оригинальной методикой экспериментального учета вклада высших волноводных мод.

— В работе показано, что механическое воздействие (растяжение и кручение) и наличие циркулярного магнитного поля постоянного тока приводят к изменению механизма перемагничивания образца и соответствующему изменению профиля ГМИ в диапазоне СВЧ. Комбинируя величины механических напряжений и

постоянного тока можно добиться как плавного, так и скачкообразного перемагничивания, а также смещения кривой намагничивания в область как положительных, так и отрицательных значений внешних подмагничивающих полей. Все это открывает новые возможности для практического применения аморфных магнитных проводов.

Личный вклад автора. Автором самостоятельно получены все основные экспериментальные и теоретические результаты работы.

В статьях, которые опубликованы с соавторами, личный вклад соискателя состоит в следующем. В ключевых работах [1-3, 6] автором самостоятельно поставлена задача исследования, выбраны экспериментальные методы, проанализированы результаты измерений, предложена качественная модель, описывающая равновесные магнитные состояния микропровода, и сформулированы основные выводы. В работах [4, 5] соискателем получены экспериментальные данные, относящиеся к зависимости ГМИ-отклика провода от аксиальных механических напряжений, предложена физическая интерпретация наблюдаемых зависимостей. В работах [7, 8] автор принимал участие в получении решений соответствующих электродинамических задач, им самостоятельно выполнено численное моделирование по расчету параметров рассеяния, произведена экспериментальная проверка предложенных методов. На основе решения [8] задачи рассеяния на тонком магнитном проводнике, размещенном в короткозамкнутом волноводе, автором разработана методика измерения импеданса микропроводов.

Апробация результатов диссертации. Результаты диссертации докладывались на следующих международных конференциях: International Conference «Functional Materials» (Partenit, Ukraine, 2005, 2007, 2009, 2011); International Young Scientists' Conference on Applied Physics (Kyiv, Ukraine, 2005); International Workshop on Magnetic wires (Zumaia, Basque Country, Spain, 2008); International Workshop on Magnetic Wires (Bodrum, Turkey, 2010); XIII International Conference on Electromechanics, Electrotechnology, Electromaterials and Components (Alushta, Ukraine, 2010); 55th Annual Conference on Magnetism and Magnetic Materials (Atlanta, USA, 2010); 12th Joint MMM-Intermag Conference (Chicago, USA, 2013).

Публикации. По материалам диссертации получен 1 патент, опубликовано 8 статей в специализированных научных журналах. Результаты работы дополнительно освещены в 11 тезисах докладов на международных конференциях.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех разделов, заключения и списка использованных источников из 124 наименований. Полный объем диссертации, включая 43 рисунка, составляет 152 страницы.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении излагается актуальность темы исследования и обосновывается необходимость выполнения работы, ее связь с научными программами,

определены цель и задачи работы, сформулированы основные научные и практические результаты.

Первый раздел «Аморфные микропровода, их основные магнитные свойства» посвящен выбору направлений исследования. В обзоре освещены Е.опросы, относящиеся к распределению остаточных механических напряжений, Еюзникающих в процессе изготовления микропроводов, их роли в формировании эффективного поля анизотропии и равновесной магнитной конфигурации. Проанализированы экспериментальные и теоретические работы по эффекту ГМИ. Выделены недостаточно изученные вопросы, относящиеся к исследованию влияния на эффект ГМИ в диапазоне сверхвысоких частот внешних механических напряжений и постоянного тока. Показаны ограничения, присущие существующим теоретическим моделям. Также показано, что актуальным является развитие новых методов расчета параметров структур и композиционных материалов на основе магнитных микропроводов.

Во втором разделе «Взаимодействие магнитного микропровода с полем электромагнитной волны» на основании решения соответствующей электродинамической задачи предложен метод определения комплексного импеданса и магнитной проницаемости микропровода и разработана методика )чета вклада высших волноводных мод при измерении импеданса. Выполнена экспериментальная проверка перечисленных методов.

В подразделе 2.1 рассмотрен провод радиуса 8, имеющий проводимость а и относительную магнитную проницаемость /л. Провод расположен в плоскости з = 0 прямоугольного волновода с размером широкой стенки а параллельно его узким стенкам, в плоскости г — I волновода установлен металлический короткозамыкагель, рис. 1.

Рис. 1. Проводящий магнитный стержень в прямоугольном волноводе.

Прямая электродинамическая задача состоит в вычислении комплексного коэффициента отражения Я волны типы #)0, распространяющейся из области ;г = —оо, от провода с известным импедансом, выражаемым через функции Бесселя:

(О

где а> — циклическая частота, — магнитная постоянная, /' = л/-Т. Для тонких проводов при выполнении условия З/а« 1 для коэффициента отражения Л получено:

й = р-----2-, (2)

=^-2 + 2Ь(д) - Ь(21 + д)-1(2/ - <5) Щ'а

Х^ЬЕт^1—'гхр(-Я», Г„ =^со/с)2-(пх/а)\ (3)

п=1 1 „ а

где Г„ - постоянная распространения моды с номером п в волноводе, с —

скорость света в вакууме.

Обратная задача состоит в определении магнитной проницаемости провода // при известных прочих параметрах провода и комплексном импедансе, вычисленном с помощью (2) по измеренным значениям коэффициента отражения, и сводится к решению в комплексной плоскости следующего из (1) трансцендентного уравнения относительно неизвестной х = 3к:

1л52<уЫ1 (х) = х/0 (х). (4)

Значения эффективной магнитной проницаемости провода вычисляются с помощью выражения:

И = — (*/<?)2- (5)

й><г//0

В подразделе 2.2 показано, что вследствие конечности проводимости стенок волновода истинные значения постоянных распространения Г„ отличаются от их теоретических значений, задаваемых выражением (3), соответствующих волноводу с идеально проводящими стенками. Входящая в (2) функция Т. = 2Ь(3)-Ь(21 + 3}-Ь(21-3), учитывающая вклад высших мод в поле рассеяния, зависит от радиуса провода и расстояния от него до металлического короткозамыкателя, но не зависит от проводимости и магнитной проницаемо гти материала провода. Это позволяет функцию Е не вычислять из (3), а определять экспериментально по результатам измерения коэффициента отражения от провода с известным импедансом. В качестве последнего можно использовать немагнитный провод с известной проводимостью а, вычисляя его импеданс по формуле (1).

Была выполнена экспериментальная проверка метода компенсации вклада высших волноводных мод. В качестве эталонного образца для определения величины 2 применялся медный микропровод диаметром 8 мкм и проводимостью ег = 5-107 (Омхм)"1. Результаты измерения величины Б и их сравнение с теоретическими значениями приведены на рис. 2а.

-0.5 -1.0

-2.5

-3.5 -40 -1.5

г 10.5 10.0

8000 850С 9000 Э5М 10С-Х- 10500 ИЭ00 115-Х- 12СС0 Чаегога.

5000 8500 9000 9500 100001050011000115001; Частота. МГн

Рис. 2. Расчетные и экспериментальные значения вклада высших мод (а); импеданс нихромового провода (б). (Обозначения в тексте)

Экспериментально уточненные значения величины Е были использованы для измерения импеданса нихромового провода такого же диаметра, но имеющего проводимость на два порядка меньше. На рис. 26 сплошная линия — результаты вычисления импеданса с использованием суммы Е, определенной по измерениям с медным проводом, штриховая линия — импеданс, рассчитанный с помощью аналитических сумм вида (3), линия с маркерами — расчетное значение импеданса, полученное с использованием формулы (1). Видно, что учет вклада высших мод позволяет существенно уменьшить погрешность вычисления импеданса. В центральной части диапазона частот, в которой погрешность измерения комплексного коэффициента отражения с помощью многорезонансного метода минимальна, ошибка определения модуля импеданса не превышает 3%.

Полученные в подразделах 2.1-2.2 уравнения и формулы решают задачу определения комплексного погонного сопротивления и комплексной магнитной проницаемости тонкого провода по измеренному комплексному коэффициенту отражения от него и являются основой волноводного метода измерения импеданса.

В третьем разделе «Экспериментальное исследование эффекта гигантского магнитного импеданса в диапазоне сверхвысоких частот» представлены результаты измерений ряда образцов микропровода на основе кобальта с различными диаметрами металлической жилы и стеклянной оболочки. Все образцы имеют отрицательную константу магнитострикции, Я, —ИГ7.

В подразделе 3.1 приводится описание созданного автоматизированного СВЧ спектрометра-рефлектометра ГМИ с автоматической разверткой по частоте и полю, с измерительной ячейкой квазирезонаторного типа или короткозамкнутой секции. В первом случае реализуется мультирезонансный метод измерений параметров провода, во втором — режим работы скалярного СВЧ-рефлектометра. Для нахождения комплексных значений магнитного импеданса с использованием (2) измерялся комплексный коэффициент отражения с помощью многорезонансного метода при автоматической развертке по частоте в диапазоне 8-12 ГГц и фиксированных значениях аксиальных магнитных полей. Таким способом получен ряд экспериментальных результатов, относящихся к явлению

ферромагнитного резонанса и измерению параметров ГМИ в диапазоне сверхвысоких частот.

Результаты, связанные с исследованием влияния на эффект ГМИ механических напряжений и постоянного тока, получены при работе в режиме рефлектометра. В этом случае непосредственно измеряемой величиной является модуль коэффициента отражения, измеряемый на фиксированной частоте с помощью скалярного анализатора цепей при непрерывной перестройке внешнего магнитного поля. Полагается, в соответствии с (2), что импеданс провода является однозначной функцией модуля коэффициента отражения. Аксиальные напряжения создаются с помощью грузов, по двешиваемых к проводу, торсионные — путем закручивания провода на целое число оборотов. Также через провод может пропускаться постоянный ток от внешнего источника питания. Внешнее постоянное магнитное поле всегда прикладывается вдоль оси провода.

В подразделе 3.2 представлены результаты измерений частотных зависимостей импеданса и комплексной магнитной проницаемости ряда образцов микропровода, выполненных в широком диапазоне внешних подмагничивающих полей и в широком диапазоне частот.

Ниже приводятся результаты измерений для микропровода Со№ М, , Мо2 3 с диаметром металлической жилы 8 мкм и общим диаметром 13 мкм. На рис. За представлены зависимости действительной и мнимой частей магнитной проницаемости., рассчитанные с помощью (5) по результатам измерения комплексного импеданса провода при нескольких значениях внешнего постоянного магнитного поля, вблизи которых имеет место особенность частотной зависимости, связанная с явлением ферромагнитного резонанса.

Рис. 3. Частотные зависимости //'и //" в области ферромагнитного резонанса (а); эффект ГМИ в диапазоне сверхвысоких частот (б).

Поскольку на частотах порядка 10 ГГц вследствие скин-эффекта глубина проникновения поля в образец мала по сравнению с диаметром провода, то для вычисления частоты ферромагнитного резонанса может быть использована формула Кителя для тонкой пленки, намагниченной параллельно поверхности.

Пренебрегая полем анизотропии, которое для рассматриваемых микропроводов не превышает 10 Э, получим:

/Л1

=(Н+4яМ$)Н, (6)

У )

где / - резонансная частота, у = 2.8 МГц/Э - гиромагнитное отношение, Я — внешнее постоянное магнитное поле, М5 — намагниченность насыщения. Используя значения внешнего магнитного поля и соответствующие им значения резонансных частот, рис. За, из (6) была вычислена намагниченность насыщения материала провода, которая составила Мх = 853 еши/сс. Аналогично были вычислены значения намагниченности насыщения для остальных образцов микропроводов, использованных в работе.

На рис. 36 построена частотная зависимость модуля импеданса, определенного из (2) по измеренному комплексному коэффициенту отражения, при изменении внешнего магнитного гюля от —20 Э до +20 Э. Таким образом показано, что в диапазоне сверхвысоких частот наблюдается эффект гигантского магнитного импеданса, который выражается в сильной зависимости высокочастотного сопротивления от постоянного магнитного поля. Величина ГМИ-эффекта определяется как

г(н)-Цн^)

r¡

Z(H^)

•100%. (7)

Значения отношения r¡ порядка 40% в диапазоне сверхвысоких частот были получены впервые. Для сравнения эффект ГМИ в рассматриваемом проводе был измерен также с помощью традиционной коаксиальной методики в диапазоне радиочастот. При этом максимальное значение 77 = 180% достигается на частотах около 200 МГц, что типично для микропроводов на основе кобальта.

В подразделе 3.3 исследовано влияние магнитоупругих эффектов на СВЧ ГМИ.

На рис. 4а представлены результаты измерений для образца микропровода Соы> rMFe^ g3 Ni] и Bl, 5]Si')4 59Мо, 69 с диаметром металлической жилы 17 мкм и общим диаметром 20 мкм. В случае аксиальных напряжений при изменении о^ от 300 до 900 МПа (кривые с пустыми маркерами, рис. 4а) зависимости ГМИ уширяются, оставаясь гладкими и симметричными. Поле насыщения растет с приложенным напряжением, что свидетельствует об увеличении магнитной жесткости образца.

Торсионные воздействия приводят к изменению формы кривых ГМИ. На рис. 4а кривыми со сплошными маркерами изображены зависимости ГМИ, полученные для провода, последовательно закрученного на угол т=6.3 рад/см и -[=12.7 рад/см, где т - угол кручения, при фиксированном аксиальном напряжении ^=310 МПа. Амплитуда ГМИ-эффекта, т.е. величина /;, уменьшается, при этом плавная квадратичная зависимость ГМИ вблизи нулевого поля, характерная для аксиальных напряжений, изменяется на линейную зависимость, наклон которой увеличивается с ростом числа оборотов. Кривые ГМИ смещаются относительно

нулевого поля, и при определенном критическом значении поля имеет место срыв на зависимости ГМИ. При перемагничивании провода в противоположном направлении, критическое поле срыва также изменяет знак, т.е. наблюдается гистерезис, что проиллюстрировано на вставке к рис. 4а. На рис. 46 представлены фрагменты кривых ГМИ вблизи нулевого поля для провода, закрученного на т=7.5 рад/см, при различных значениях аксиального напряжения.

На вставке к рис. 46 представлены значения критического поля дая различных значений аксиальных и торсионных напряжений. При заданном числе оборотов приложение аксиальной нагрузки приводит к увеличению поля, при котором происходит срыв ГМИ. Напротив, при заданном аксиальном напряжении закручивание провода приводит к уменьшению критического поля.

Рис. 4. Влияние на СВЧ ГМИ аксиальных и торсионных механических напряжений (а); зависимость критического поля срыва ГМИ от комбинированных

механических напряжений (б).

В подразделе 3.4 рассмотрено влияние на эффект ГМИ циркулярного магнитного поля постоянного тока, пропускаемого через провод.

На рис. 5а приведены экспериментальные зависимости ГМИ, полученные для образца микропровода Со67Ге39ЩАВп^145Мо17, который имеет диаметр металлической жилы 25 мкм и общий диаметр около 30 мкм, при двух значенаях постоянного тока. В образце предварител ьно наводятся аксиальные и торсионные напряжения (обозначены на рисунке). Кривым со сплошными маркерами соответствует изменение внешнего магнитного поля в сторону возрастания, кривым с пустыми маркерами — в обратном направлении.

В отсутствие тока кривые ГМИ являются симметричными с гистерезисом вблизи нулевого поля. Постоянный ток 10 мА, протекающий по проводу, создает циркулярное магнитное поле величиной //?), которое вносит свой вклад в процесс перемагничивания и, соответственно, в ГМИ. Кривые ГМИ становятся асимметричными. Возникает гистерезис магнитной нестабильности, появление и положение которого зависит от величины и киральности циркулярного поля тока относительно аксиального магнитного поля. При изменении направления электрического тока (киральности поля Н9) все указанные явления наблюдаются в противоположной области кривой ГМИ.

На рис. 56 приведены экспериментальные кривые, полученные для провода с меньшим значением магнитоупругой анизотропии, наведенной внешними механическими воздействиями. В этом случае при величине тока 10 мА кривые ГМИ остаются несимметричными, но магнитный гистерезис и необратимые скачки на экспериментальных зависимостях не наблюдаются. На рис. 56 приведены также значения поля насыщения при намагничивании провода в сторону возрастания (Н*) и убывания (#7) внешнего магнитного поля. Величина Н~ с возрастанием тока увеличивается монотонно. Напротив, поле Н* при малых значениях тока убывает, а, начиная с некоторого критического значения тока, также увеличивается.

1 00 0 850.90-

■ 0.85

■ 080 0.75 0.70

0.88 Э.

н^ч^гяо мА>~0-6 э

«¿9:8, 1=5500 МГц <1=25 ш. С=ЭС мюо

Тетеюп: 280 МЛа Тог*к>п 11 рзд:си ОС сиггш-!: —-ОмА>

-----О мА

—•— 1С иА > —'— 1С ыА <

-20 -15 -10 -5

0

Н. Э

10 15 20

0 «, 3

Рис. 5. Влияние циркулярного магнитного поля тока на СВЧ ГМИ в режиме сильных (а) и слабых (б) торсионных нагрузок.

В четвертом разделе «Механизм перемагничивания провода с наведенной геликоидальной анизотропией» предложена феноменологическая модель, качественно описывающая экспериментальные зависимости, приведенные в предыдущем разделе.

В подразделе 4.1 проанализирован вклад остаточных и наведенных упругих напряжений в свободную энергию аморфного микропровода. Показано, что в силу отрицательного значения константы магнитострикции 15<0 однородные аксиальные напряжения сн приводят к перенормировке константы анизотропии:

ЗКК

М1

(8)

где зависящая от остаточных напряжений константа анизотропии К принимает значения К>0 в сердцевине провода и Ж<0 в оболочке. При растяжении (а^>0) увеличивается магнитная жесткость оболочки (область, где К<0), что приводит к увеличению магнитной жесткости образца (см. рис. 4а). При кручении провода в образце возникают однородные сдвиговые напряжения а также относительные повороты поперечных сечений провода, которые приводят к повороту локальных осей анизотропии. Равновесная ориентация намагниченности в таком случае определяется балансом обменной энергии и энергии магнитной анизотропии.

В подразделе 4.2 анализируются возможные равновесные состояния намагниченности в проводе под действием аксиальных и торсионных нагрузок и аксиальных и циркулярных магнитных полей. Для этого необходимо найти минимум потенциала свободной энергии провода

Р- = + + + F(cx) - \(М2Н2 + МцН<р)с1У, (9)

где .Р<,п>, /г*4™), р<ш~> _ энергии, связанные с остаточными и наведенными аксиальными и торсионными напряжениями, Яех) — энергия обменного взаимодействия, последние два слагаемые описывают Зеемановскую энергию в аксиальном Н2 и циркулярном магнитных полях.

Показано, что аксиальная компонента намагниченности в области оболочки определяется выражением:

Н^гЯКСУ 2 (,0)

* • К, уС?НМя

где т — угол кручения, с — геометрический фактор порядка обратного радиуса провода, величина <2 принимает значения ±1 и может рассматриваться как топологический заряд, характеризующий киральность и соответствующий направлению обхода вектором намагниченности окружности, соосной оси провода, С - модуль сдвига, Л - константа магнитострикции, появление которой связано с неоднородным распределением осей анизотропии при вращении провода. Из (10) следует, что в результате кручения в образце возникает эффективное поле подмагничивания —тОСЛ£/2М.которое приводит к изменению формы ГМИ вблизи нулевого поля, рис. 5а.

Из (9), (10) следует, что равновесное распределение намагниченности во всем объеме провода можно охарактеризовать двумя числами, соответствующими знакам проекции намагниченности Мг и топологического заряда яцдьв). Четыре комбинации (+,+), (-,-), (+■-) и (-,+) соответствуют разным состояниям, которые, однако, в отсутствие внешних полей, имеют одинаковую энергию, рис. 7.

5)дпЛ/.= +1 яйпА£=-1 в^пМ^ +1

0=Н £=+! 1

Рис. 7. Возможные магнитные состояния + +,-+, + — геликоидальной анизотропией.

С>-1

— микропровода с

Кручение снимает вырождение состояний с противоположными знаками Мг и (). Магнитное поле тока приводит к дальнейшему снятию вырождения между состояниями с различным знаком (). Соотношение между /ч+(г, Н<р), Н^), Л. +(т; Яр) и /ч_( г, Н(р) в общем случае может быть любым и зависит от величин г и Я,,

При приложении к образцу аксиального поля Я2 перемагничивание может происходить по нескольким сценариям.

1. В отсутствие кручения и тока (г=0, Нф = 0) энергия образца не зависит от

знака Q, поэтому при перемагничивании касательная составляющая намагниченности не меняет направления и состояние (+,+) непрерывно переходит £1 состояние (—,+). Такой процесс перемагничивания проявляет себя в плавных (без скачка) и симметричных по Нг зависимостях.

2. При наличии кручения, но в отсутствие тока (Нгр = 0) возможен другой

сценарий, если разность энергий Л>+(г)-/г++(г) достаточно велика. В этом случае происходит спин-переориентационный переход 1-го рода из состояния (+,+) к эквивалентному (в нулевом поле) состоянию (—,—), которое имеет противоположное направление касательной составляющей намагниченности. Такой переход характеризуется скачком намагниченности и, соответственно, срывом на кривых ГМИ, а также симметричным гистерезисом. Примером таких »ривых являются зависимости, изображенные на вставке к рис. 4а, рис. 46 (изображена одна ветка кривой ГМИ), рис. 5а, 56 (ток 0 мА).

3. При наличии кручения и тока. Процесс происходит по сценарию п. 2, однако при этом состояния (+,+) и (—,—) неэквивалентны, циркулярное поле тока сдвигает критическое поле спин-переориентационного перехода и приводит к асимметрии кривых ГМИ (кривая ГМИ для тока 10 мА на рис. 5а).

4. При малых торсионных напряжених и Яр =^0, возможен плавный переход между состояниями (+,+) и (-,+) с одинаковой циркулярной компонентой намагниченности, как и в п. 1, с той лишь разшщей, что теперь эти состояния неэквивалентны. Плавный переход означает отсутствие скачков намагниченности и гистерезиса. Однако, за счет кручения максимум кривой ГМИ сдвинут по отношению к погао Нг=0 на величину поля подмагничивания Примером такой зависимости служит кривая 10 мА на рис. 56.

ВЫВОДЫ

В диссертации теоретически и экспериментально исследованы особенности зффеета гигантского магнитного импеданса (ГМИ) в аморфных магнитных микропроводах в диапазоне сверхвысоких частот.

Основные результаты работы состоят в следующем: 1. Показано, что аксиальные напряжения приводят к изменению поля

анизотропии в магнитном аморфном микропроводе и уширению кривой СВЧ

ГМИ. Торсионные напряжения вызывают существенное изменение профиля

ГМИ, его гистерезис и появление срывов в полевых зависимостях. С ростом

аксиальных напряжений критическое поле магнитных нестабильносгей растет, а с ростом торсионных напряжений падает.

2. Циркулярное магнитное поле, наведенное постоянным электрическим током, приводит к зеркальной асимметрии кривых ГМИ, изменению величины скачка и сдвигу петли нестабильности ГМИ относительно нулевого поля. Все указанные явления зависят от величины циркулярного поля и его киральности относительно направления аксиального магнитного поля.

3. На основе анализа энергетического баланса магнитной системы упруго деформированного микропровода построена феноменологическая модель, адекватно описывающая основные закономерности изменения ГМИ под действием различных конфигураций упругих напряжений и статических магнитных полей.

4. Впервые решена прямая и обратная задача взаимодействия электромагнитной волны с отрезком микропровода в прямоугольном волноводе и установлена связь между коэффициентом отражения, магнитной проницаемостью микропровода и СВЧ импедансом. Показано, что точность измерения магнитного импеданса может быть существенно повышена при экспериментальном учете вклада высших мод.

СПИСОК ОПУБЛИКОВАННЫХ АВТОРОМ РАБОТ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Popov V.V. Stress-induced magnetic hysteresis in amorphous microwires probed by microwave giant magnetoimpedance measurements / V.V. Popov, V.N. Berzhansky, H.V. Gomonay, F.X. Qin // Journal of Applied Physics. — 20121. — Volume 113, Issue 17. - P. 17A326 (3 pages).

2. Попов B.B. Влияние упругих напряжений на сверхвысокочаетотный магнитный импеданс аморфных магнитных микропроводов / В.В. Попов, Е.В. Гомонай, В.Н. Бержанский // Письма в Журнал Технической Физики. — 2012. - Т. 38, № 15. - С. 67-73.

3. Попов В.В. Изменение механизма перемагничивания торсионно напряженного аморфного микропровода под действием постоянного тока / В.В. Попов, Е.В. Гомонай, В.Н. Бержанский, В.А. Бойко // Ученые записки Таврического национального университета имени В.И. Вернадского. Серия: «Физико-математические науки». -2011. - Т. 24 (63), №2. - С. 141-152.

4. Qin F.X. Stress tunable properties of ferromagnetic microwires and their multifunctional composites / F.X. Qin, H.-X. Peng, V.V. Popov, L.V. Panina, M. Ipatov, V. Zhukova, A. Zhukov, J. Gonzalez // Journal of Applied Physics. -2011. - V. 109, Issue 7. - P. 07A310 (3 pages).

5. Qin F.X. Stress tunable microwave absorption of ferromagnetic microwires for sensing applications / F.X. Qin, V.V. Popov, H.-X. Peng // Journal of Alloys and Compounds. - 2011. - V. 509, Issue 39. - P. 9508-9512.

6. Popov V.V. Studies of giant magnetoimpedance effect of Co-rich microwires in wide frequency range / V. Popov, V. Zhukova, M. Ipatov, C. Garcia, J. Gonzalez,

V. Ponomareriko, V. Berzhansky, D. Vinogorodsky, A. Zhukov // Physica Status Solidi A. - 2009. - V. 206, Issue 4. - P. 671 -673.

7. Пономаренко В.И. Экспериментальное определение вклада высших мод при измерении импеданса микропроводов волноводным методом / В.И. Пономаренко, В.В. Попов, Д.Ф. Виногородский, В.Н. Бержанский // Письма в Журнал Технической Физики. - 2006. - Т. 32, № 20. - С. 7-11.

8. Бержанский В.Н. Измерение импеданса микропроводов в прямоугольном волноводе / В.Н. Бержанский, В.И. Пономаренко, В.В. Попов, А.В. Торкунов // Письма в Журнал Технической Физики. - 2005. - Т. 31, № 22. - С. 24-28.

9. Патент на корисну модель № 23327 УкраГна МПК G01R 29/00 Способ определения величины импеданса провода / Пономаренко В.И., Попов В.В., Виногородский Д.Ф.; заявник та власник Тавршський нацюналышй ушверситет ¡Meiii B.I. Вернадського. — № U200610932; заявл. 16.10.2006; опубл. 25.05.2007, Бюл. №7.

10. Popov V.V. Stress-induced magnetic hysteresis in amorphous microwires probed by microwave giant magneto impedance measurements / V.V. Popov, V.N. Berzhansky, H.V. Gomonay, F.X. Qin // 12th Joint MMM-Intermag Conference. — January 14-18,2013. - Chicago, Illinois, USA. - P. 449-450.

11. Popov V.V. Magnetization reversal mechanism in amorphous microwire with induced helical magnetic anisotropy / V.V. Popov, V.N. Berzhansky, V.A. Boyko, A.V. Torcunov // International Conference "Functional Materials" (ICFM - 2011), Partenit, Ukraine, October 3-8. - 2011. - P. 119.

12. Popov V.V. Stress dependence of the coercivity of amorphous microwire with induced helical anisotropy / V.V. Popov, I.V. Pozdeyeva // International Conference "Functional Materials" (ICFM - 2011), Partenit, Ukraine, October 3-8. -2011.-P. 118.

13. Qin F.X. Stress tunable microwave absorption of ferromagnetic microwires for sensing applications / F.X. Qin, V.V. Popov, H.-X. Peng // International Workshop on Magnetic Wires, Bodrum, Turkey, July 8-9.-2010.

14. Berzhansky V.N. Stress tunable GMI effect in soft magnetic microwires / V.N. Berzhansky, V.V. Popov, D.A. Khomenko // XIII International Conference on Electromechanics, Electrotechnology, Electromaterials and Components (ICEEE-2010), Alushta, Ukraine, September 19-25. -2010. - P. 21.

15. QinF.X. Stress tunable properties of ferromagnetic microwires and their multifunctional composites / F.X. Qin, H.-X. Peng, V.V. Popov, L.V. Panina, M. Ipatov, V. Zhukova, A. Zhukov, J. Gonzalez // 55th Annual Conference on Magnetism and Magnetic Materials (МММ —2010), Atlanta, USA, November 14-18.-2010.

16. Berzhansky V.N. Current dependencies of GMI effect in amorphous microwires in the X-band / V.N. Berzhansky, D.A. Khomenko, V.V. Popov // International Conference "Functional Materials" (ICFM - 2009), Partenit, Ukraine, October 5-10.-2009.-P. 119.

17. Popov V. Studies of giant magnetoimpedance effect of Co-rich microwires in wide frequency range / V. Popov, V. Zhukova, M. Ipatov, C. Garcia, J. Gonzalez, V.

Ponomarenko, V. Berzhansky, D. Vinogorodsky and A. Zhukov // International Workshop on Magnetic wires, Zumaia, Basque Country, Spain, May 8-10. - 2008.

18. Berzhansky V.N. Giant magnetic impedance in the GHz frequencies range / V.N. Berzhansky, V.I. Ponomarenko, V.V. Popov, D.F. Vinogorodsky // International Conference "Functional Materials" (ICFM — 2007), Partenit, Ukraine, October 1-6. - 2007. - P. 341.

19. Popov V.V. FMR in amorphous microwires / V.V. Popov // Fifth International Young Scientists' Conference on Applied Physics, Kyiv, Ukraine, June 20-22. -2005.-P. 84-85.

20. Berzhansky V.N. Multiresonance method for measuring the impedance and ferromagnetic resonance in microwires / V.N. Berzhansky, V.I. Ponomarenko, V.V. Popov, V. Smirnov, A.V. Torkunov, D. Vinogorodsky, V. Zharov // International Conference "Functional Materials" (ICFM - 2005), Partenit, Ukraine, October 1 -7. - 2005. - P. 216.

СПИСОК ЦИТИРУЕМОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

1. Zhukov A. Magnetic properties and application of ferromagnetic microwires with amorphous and nanocrystalline structure / A. Zhukov, V. Zhukova. - New York: Nova Science Publisher, 2009. - 162 p.

2. Phan M.-H. Giant magnetoimpedance materials: Fundamentals and applications / M.-H. Phan, H.-X. Peng // Progress in Materials Science. - 2008. - Volume 53, Issue 2.-P. 323-420.

3. AntonovA.S. Residual quenching stresses in glass-coated amorphous ferromagnetic microwires / A. S. Antonov, V. T. Borisov, О. V. Borisov, A. F. Prokoshin, N. A. Usov // Journal of Physics D: Applied Physics. - 2000. -Volume33, Issue 10.-P. 1161-1168.

4. Makhnovskiy D. P. Field-dependent surface impedance tensor in amorphous wires with two types of magnetic anisotropy: Helical and circumferential / D. P. Makhnovskiy, L. V. Panina, D. J. Mapps // Physical Review B. - 2001. -Volume 63, Issue 14. - P. 144424 (17 pages).

5. Ciureanu P. Physical models of magnetoimpedance / P. Ciureanu, L. G. Melo, D. Seddaoui, D. Menard, A. Yelon // Journal of Applied Physics. - 2007. -Volume 102, Issue 7. - P. 073908 (8 pages).

6. Qin F. X. Ferromagnetic microwires enabled multifunctional composite materials / F. X. Qin, H.-X. Peng // Progress in Materials Science. - 2013. - Volume 58, Issue 2.-P. 183-259.

Подписано в печать 2.10.2014. Формат 60x84/16. Бумага офсетная. Печать цифровая. Тираж 100 экз. Заказ №179-А.

Информационно-издательский отдел Таврического национального университета имени В.И. Вернадского 295007, г. Симферополь, пр. академика Вернадского, 4