1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Физика металлов и металловедение
  4. T. 122, № 3, 2021

Физика металлов и металловедение, 2021, T. 122, № 3, стр. 241-247

Влияние параметров многослойных пленочных структур на основе пермаллоя на чувствительность эффекта магнитного импеданса

Н. А. Бузников a, А. В. Свалов b, Г. В. Курляндская b, *

a Научно-исследовательский институт природных газов и газовых технологий – Газпром ВНИИГАЗ
142717 Московская область, Развилка, Россия

b Уральский федеральный университет
620002 Екатеринбург, ул. Мира, 19, Россия

* E-mail: galinakurlyandskaya@urfu.ru

Поступила в редакцию 05.09.2020
После доработки 01.11.2020
Принята к публикации 11.11.2020

Полный текст (PDF)

Аннотация

Проведен теоретический анализ влияния числа слоев пермаллоя, их толщины, а также толщины и материала прослоек на величину эффекта магнитного импеданса (МИ) многослойных пленочных структур. Распределение электромагнитных полей по толщине пленочной структуры и МИ получены на основе совместного решения уравнений Максвелла и уравнения Ландау–Лифшица. Проведенный анализ показал, что МИ возрастает при уменьшении числа слоев пермаллоя и соответствующем увеличении их толщины. Установлено, что значения проводимостей центрального немагнитного слоя и прослоек по-разному влияют на величину МИ. Предсказано, что дальнейшее увеличение МИ может быть достигнуто при использовании прослоек из ферромагнитных материалов.

Ключевые слова: многослойные пленочные структуры, пермаллой, магнитный импеданс, магнитные биосенсоры

ВВЕДЕНИЕ

Одним из перспективных явлений для создания детекторов слабых магнитных полей является магнитный импеданс (МИ), обладающий рекордной чувствительностью по отношению к магнитному полю, позволяя детектирование даже биомагнитных сигналов [1, 2]. Эффект МИ заключается в изменении комплексного сопротивления магнитомягкого проводника, возбуждаемого переменным током, в присутствии внешнего поля. Эффект МИ может быть описан в рамках классической электродинамики на основе представлений о скин-эффекте и зависимости глубины скин-слоя от магнитной проницаемости проводника [1].

В качестве чувствительных МИ-элементов можно использовать магнитные проволоки, ленты и многослойные пленки [3, 4], но с точки зрения миниатюризации пленочные элементы наиболее перспективны. Классическая пленочная МИ-структура состоит из двух магнитомягких слоев, разделенных слоем неферромагнитного проводника [5]. В такой структуре возникновение МИ определяется индуктивностью магнитных слоев и электрическим сопротивлением центрального проводника. В качестве центрального слоя применяются высокопроводящие материалы (медь, алюминий, серебро). Для магнитных слоев используют магнитомягкие материалы, в частности, пермаллой Fe19Ni81, обладающий низкой коэрцитивной силой и высокими значениями намагниченности насыщения и магнитной проницаемости.

Для достижения высокой чувствительности МИ к внешнему полю суммарная толщина магнитных слоев должна составлять порядка 1 мкм [4]. Однако магнитные свойства однослойной пленки FeNi существенно зависят от ее толщины вследствие перехода в “закритическое” состояние [6, 7]. Толстые пленки FeNi характеризуются возникновением перпендикулярной анизотропии, увеличением коэрцитивной силы, что приводит к резкому уменьшению МИ. Для решения проблемы перехода в “закритическое” состояние было предложено структурирование слоев FeNi прослойками из проводящего немагнитного материала [8, 9]. Эффект МИ в наноструктурированных пленках экспериментально исследован для различных материалов прослоек (медь, серебро, титан) [8–10], но число исследований, касающихся влияния материала и толщины прослоек, очень ограничено.

Недавно был предложен теоретический подход для расчета МИ в многослойных пленках, основанный на решении одномерных уравнений Максвелла [11]. В настоящей работе развит этот подход и проведен теоретический анализ влияния числа слоев пермаллоя, их толщины, а также толщины и материала прослоек на эффект МИ в многослойных пленках. Зависимости МИ от внешнего поля и частоты получены с учетом распределения электромагнитных полей и магнитной проницаемости слоев пермаллоя.

МЕТОДИКА РАСЧЕТА

Рассматриваемая многослойная пленочная структура [F/M]n/F/C/[F/M]n/F длиной l и шириной w < l схематически показана на рис. 1. Структура состоит из высокопроводящего центрального слоя C толщиной 2d0 и двух внешних ферромагнитных слоев той же длины и ширины, что и центральный слой. Каждый из внешних слоев содержит n + 1 пленку пермаллоя F толщиной d2 и n металлических прослоек M толщиной d1 для блокировки перехода в “закритическое” состояние. Многослойная структура возбуждается переменным электрическим полем U(t) = U0exp(–iωt), и внешнее постоянное магнитное поле He направлено вдоль длинной стороны образца.

Рис. 1.

Схематическое изображение многослойной пленочной структуры и система координат, используемая в модели.

В модели границы между слоями структуры предполагаются плоскими, без неоднородностей и шероховатости. Хотя такое приближение упрощает реальную конфигурацию границ в многослойных структурах, оно позволяет получить аналитические выражения для распределения электромагнитных полей. Отметим, что учет шероховатости границ между слоями не приведет к существенным изменениям полученных результатов, если характерный размер шероховатости мал по сравнению с толщиной скин-слоя в различных слоях. Кроме того, к настоящему времени еще не накоплено достаточное количество экспериментальных данных, на основе которых можно было бы проводить детализированные расчеты [12, 13].

Зависимости МИ пленочной структуры от внешнего поля и частоты определяются магнитной проницаемостью слоев FeNi. Компоненты тензора магнитной проницаемости зависят от ряда факторов, таких как конфигурация доменной структуры, распределение осей анизотропии в слоях пермаллоя и т.д. Предположим, что все слои пермаллоя имеют одинаковые физические свойства и одноосную магнитную анизотропию, ось анизотропии лежит в плоскости пленки и составляет угол ψ с поперечным направлением. Будем также полагать, что значения магнитной проницаемости слоев определяются только процессом вращения намагниченности. Такое приближение справедливо для не слишком низких частот, когда вклад в магнитную проницаемость за счет смещения доменных границ мал из-за влияния вихревых токов [14]. Условимся, что вследствие усреднения по доменной структуре тензор магнитной проницаемости слоев пермаллоя имеет квазидиагональную форму. В этом случае МИ определяется только поперечной магнитной проницаемостью слоев пермаллоя [5].

Значение поперечной магнитной проницаемости μ2 в слоях FeNi находится при помощи стандартной процедуры решения линеаризованного уравнения Ландау–Лифшица, что приводит к выражению [1]:

(1)
${{\mu }_{2}} = {{1 + \omega _{m}^{2}{{{\sin }}^{2}}\theta } \mathord{\left/ {\vphantom {{1 + \omega _{m}^{2}{{{\sin }}^{2}}\theta } {[({{\omega }_{m}} + {{\omega }_{1}}){{\omega }_{2}} - {{\omega }^{2}} - i\kappa {{\omega }_{m}}\omega ]}}} \right. \kern-0em} {[({{\omega }_{m}} + {{\omega }_{1}}){{\omega }_{2}} - {{\omega }^{2}} - i\kappa {{\omega }_{m}}\omega ]}}.$

Здесь ωm = γ4πM; M − намагниченность насыщения, γ − гиромагнитное отношение; θ − равновесное значения угла намагниченности в слоях FeNi по отношению к поперечному направлению; κ − параметр затухания Гильберта. Характерные частоты ω1 и ω2 определяются следующим образом:

(2)
$\begin{gathered} {{\omega }_{1}} = \gamma [{{H}_{{\text{a}}}}{{\cos }^{2}}(\theta - \psi ) + {{H}_{{\text{e}}}}\sin \theta ], \\ {{\omega }_{2}} = \gamma [{{H}_{{\text{a}}}}\cos \{ 2(\theta - \psi )\} + {{H}_{{\text{e}}}}\sin \theta ], \\ \end{gathered} $
где Ha − поле анизотропии слоев пермаллоя.

Равновесный угол намагниченности θ определяется при помощи минимизации свободной энергии и удовлетворяет уравнению:

(3)
${{H}_{{\text{a}}}}\sin (\theta - \psi )\cos (\theta - \psi ) = {{H}_{{\text{e}}}}\cos \theta .$

Ограничимся случаем не слишком высоких частот, когда ωl/c $ \ll $ 1, где c – скорость света в вакууме. Тогда распределение полей в многослойной пленке можно рассматривать как независящее от продольной координаты z. Полагая для оценки длину пленки l = 1 см, получим, что это приближение справедливо для частоты f = ω/2π $ \ll $ 5 ГГц. Ширина пленочной структуры w достаточно велика по сравнению с ее толщиной, поэтому краевыми эффектами можно пренебречь. Такое приближение справедливо, если ширина пленочной структуры w превышает некоторое пороговое значение wth, зависящее от толщины слоев и поперечной статической магнитной проницаемости слоев пермаллоя [15, 16]. Для типичных значений параметров многослойных пленочных структур пороговая ширина wth мала: wth ≈10 мкм.

При сделанных предположениях значения электромагнитных полей зависят только от координаты, перпендикулярной плоскости образца (см. координаты x, рис. 1). Вследствие симметрии пленочной структуры будем рассматривать только область значений x > 0. В одномерном приближении решение уравнений Максвелла для амплитуд продольного электрического поля ej и поперечного магнитного поля hj в слое j = 0, …2n + 1 (где j = 0 – центральный слой) имеет вид:

(4)
${{e}_{j}} = ({{c{{\lambda }_{k}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{c{{\lambda }_{k}}} {4\pi {{\sigma }_{k}}}}} \right. \kern-0em} {4\pi {{\sigma }_{k}}}})[{{A}_{j}}{\text{ch}}({{\lambda }_{k}}x) + {{B}_{j}}{\text{sh}}({{\lambda }_{k}}x)],$
(5)
${{h}_{j}} = {{A}_{j}}{\text{sh}}({{\lambda }_{k}}x) + {{B}_{j}}{\text{ch}}({{\lambda }_{k}}x).$

Здесь индекс k = 0, 1 и 2 соответствует материалам центрального слоя C; прослойки M и пермаллою F; Aj и Bj – постоянные; λk = (1 − i)/δk; δk = c/(2πωσkμk)1/2; σk и μk – удельная проводимость и поперечная магнитная проницаемость материала k. Для немагнитных центрального слоя (k = 0) и прослоек (k = 1): μ0 = μ1 = 1.

Значения постоянных Aj и Bj в выражениях (4) и (5) определяются из условий непрерывности электрического и магнитного полей на границах раздела слоев. Необходимо также учесть, что вследствие симметрии пленочной структуры поперечное магнитное поле в центре образца (x = 0) равно нулю. Из этого условия получаем B0 = 0. Кроме того, дополнительные ограничения на значения амплитуд полей на поверхности пленочной структуры x = d определяются из условия возбуждения образца переменным электрическим полем:

(6)
${{e}_{{2n + 1}}}(d) = {{e}_{{{\text{ext}}}}}(d) + {{{{U}_{{\text{0}}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{U}_{{\text{0}}}}} l}} \right. \kern-0em} l},$
(7)
${{h}_{{2n + 1}}}(d) = {{h}_{{{\text{ext}}}}}(d).$

Здесь d = d0 + nd1 + (n + 1)d2 – половина толщины пленочной структуры; eext и hext – амплитуды электрического и магнитного полей вне структуры (x > d). В общем виде аналитические выражения для распределения электромагнитных полей вне пленочной структуры получить не удается. Однако для структур, толщина которых мала по сравнению с их шириной (2d $ \ll $ w), можно использовать приближенные соотношения для eext и hext, полученные из решения для векторного потенциала поля [16, 17]. В этом приближении для амплитуд полей eext и hext имеем:

(8)
$\begin{gathered} {{e}_{{{\text{ext}}}}} = C\frac{{i\omega l}}{{2cw}}\left[ {\frac{l}{{2w}}\ln \left( {\frac{{R + w}}{{R - w}}} \right) - \frac{{4x}}{l}{\text{arctg}}\left( {\frac{{wl}}{{2Rx}}} \right) + } \right. \\ \left. { + \,\,\frac{w}{l}\ln \left( {\frac{{R + l}}{{R - l}}} \right)} \right], \\ \end{gathered} $
(9)
${{h}_{{{\text{ext}}}}} = C({2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 w}} \right. \kern-0em} w}){\text{arctg(}}{{wl} \mathord{\left/ {\vphantom {{wl} {2Rx}}} \right. \kern-0em} {2Rx}}{\text{),}}$
где C – постоянная и R = (l2 + w2 + 4x2)1/2. После того как постоянные Aj, Bj и C будут найдены из условий непрерывности полей и условий (8) и (9) на границе пленочной структуры, импеданс многослойной пленки Z может быть определен как отношение приложенного напряжения к полному току, протекающему через образец:

(10)
$Z = {{({{2\pi } \mathord{\left/ {\vphantom {{2\pi } {cw}}} \right. \kern-0em} {cw}}){{U}_{0}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{({{2\pi } \mathord{\left/ {\vphantom {{2\pi } {cw}}} \right. \kern-0em} {cw}}){{U}_{0}}} {{{h}_{{{\text{ext}}}}}(d)}}} \right. \kern-0em} {{{h}_{{{\text{ext}}}}}(d)}}.$

Значение амплитуды магнитного поля на поверхности образца hext(d) определяется из решения системы уравнений для постоянных Aj и Bj и, следовательно, в неявном виде зависит от числа слоев и их физических свойств. Таким образом, предложенный подход может быть использован для анализа МИ в пленочных структурах с произвольным числом слоев и различными материалами центрального слоя и прослоек. Для дальнейшего анализа введем относительное изменение МИ ΔZ/Z = [Z(He)–Z(H0)]/Z(H0), где H0 = 100 Э.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Проанализируем влияние параметров пленочной структуры на эффект МИ на примере структуры длиной l = 1 см и шириной w = 0.02 см при следующих параметрах слоев FeNi: намагниченность насыщения M = 750 Гс; поле анизотропии Hа = 10 Э; угол отклонения оси анизотропии от поперечного направления ψ = 0.05π, удельная проводимость σ2 = 3 × 1016 с–1; постоянная затухания Гильберта κ = 0.02. Будем принимать, что толщина центрального слоя 2d0 составляет 500 нм.

На рис. 2 показана зависимость ΔZ/Z от внешнего поля He, рассчитанная при различных частотах для многослойной структуры, у которой центральный слой и прослойки изготовлены из одного материала (σ1 = σ0). Результаты расчетов представлены только для области положительных внешних полей, так как в рамках рассматриваемой модели зависимость ΔZ/Z(He) симметрична по отношению к знаку внешнего поля. Относительное изменение МИ достигает максимума вблизи поля анизотропии Ha слоев FeNi. Такое поведение зависимости импеданса от внешнего поля является типичным для материалов, у которых направление оси анизотропии близко к поперечному направлению [1]. Как видно из рис. 2, для рассматриваемой структуры величина ΔZ/Z достигает максимума в диапазоне частот от 50 до 100 МГц. Отметим также, что отклик многослойной структуры является очень чувствительным к магнитным свойствам слоев FeNi (значению поля анизотропии и отклонению оси анизотропии от поперечного направления). При уменьшении Ha и ψ поперечная магнитная проницаемость возрастает, что приводит к усилению скин-эффекта и увеличению МИ.

Рис. 2.

Относительное изменение импеданса ΔZ/Z в зависимости от внешнего поля He при различных значениях частоты f, МГц: 1 − f = 25; 2 − f = 50; 3 − f = = 100; 4 − f = 150; 5 − f = 200. Параметры, использованные при расчетах: d1 = 3 нм, d2 =100 нм, n = 4, σ0 = = σ1 = 5 × 1017 с−1.

Исследуем влияние числа слоев FeNi и их толщины на отклик МИ пленочной структуры. Для анализа частотной зависимости МИ введем максимальное относительное изменение импеданса (ΔZ/Z)max, которое соответствует максимальному значению ΔZ/Z для каждой частоты. Рисунок 3 иллюстрирует влияние числа магнитных слоев на частотную зависимость (ΔZ/Z)max. Отметим, что суммарная толщина всех слоев FeNi в рассматриваемых структурах постоянна: 2(n + 1)d2 = 1000 нм. Как следует из рис. 3, значение (ΔZ/Z)max снижается с увеличением числа слоев FeNi и соответствующим уменьшением их толщины. Рассчитанные зависимости качественно согласуются с экспериментальными результатами работы [18], где было установлено, что многослойные пленки со слоями FeNi толщиной 50 и 100 нм имеют близкие по величине большие значения относительного изменения МИ, тогда как эффект МИ в структурах с более тонкими слоями пермаллоя оказывается меньше. Отметим, что противоположную тенденцию наблюдали в работе [19], в которой было обнаружено, что пленочные структуры со слоями FeNi с толщиной 25 нм имеют значительно более высокие значения относительного изменения МИ по сравнению со структурами с толщиной слоев пермаллоя 170 нм. Это расхождение результатов моделирования и эксперимента может быть связано с деградацией свойств толстых слоев Fe‒Ni вследствие перехода в “закритическое” состояние.

Рис. 3.

Частотная зависимость (ΔZ/Z)max для различного числа слоев FeNi и их толщины: 1 − n = 4, d2 = = 100 нм; 2 − n = 9, d2 = 50 нм; 3 − n = 19, d2 = 25 нм; 4 − n = 49, d2 = 10 нм. Остальные параметры, использованные при расчетах, такие же, как на рис. 2.

На рис. 4 представлено влияние проводимости центрального слоя σ0 на частотную зависимость (ΔZ/Z)max. Из рисунка видно, что эффект МИ относительно мал, когда проводимость центрального слоя примерно равна проводимости пермаллоя. С увеличением σ0 максимум частотной зависимости (ΔZ/Z)max резко возрастает и сдвигается в сторону более низких частот. Аналогичные результаты были получены ранее при моделировании МИ в трехслойных пленочных структурах [5]. Таким образом, использование материалов с высокой удельной проводимостью центрального слоя является предпочтительным с точки зрения достижения высоких значений отклика МИ в многослойных пленочных структурах.

Рис. 4.

Частотная зависимость (ΔZ/Z)max для различных значений удельной проводимости центрального слоя σ0, с−1: 1 − σ0 =1016; 2 − σ0 = 5 × 1016; 3 − σ0 =1017; 4 − σ0 = 2 × 1017; 5 − σ0 = 5 × 1017. Остальные параметры, использованные при расчетах, такие же, как на рис. 2.

Влияние толщины прослоек d1 на зависимость (ΔZ/Z)max от частоты показано на рис. 5. Максимальное относительное изменение импеданса возрастает при уменьшении d1, так как увеличение толщины прослоек приводит к увеличению сопротивления многослойной структуры и снижению величины (ΔZ/Z)max. Отметим, что при очень малых значениях толщины прослойки между слоями FeNi возникают обменные взаимодействия, и это обстоятельство может существенно повлиять на эффект МИ. Критическая толщина прослойки, при которой нет обменных взаимодействий, составляет несколько нанометров и зависит от свойств слоев FeNi.

Рис. 5.

Частотная зависимость (ΔZ/Z)max для различных значений толщины прослоек d1, нм: 1 − d1 = 2; 2 − d1 = 3; 3 − d1 = 5; 4 − d1 = 7; 5 − d1 = 10. Остальные параметры, использованные при расчетах, такие же, как на рис. 2.

Ряд экспериментальных исследований эффекта МИ проведен для многослойных структур с центральным медным слоем и разделительными прослойками из титана [10, 20]. Влияние различия в удельной проводимости центрального слоя и прослоек на частотную зависимость (ΔZ/Z)max показано на рис. 6. Значения (ΔZ/Z)max возрастают с уменьшением проводимости прослоек. При этом МИ слабо изменяется, когда проводимость прослоек σ1 становится сравнимой с проводимостью слоев пермаллоя σ2. Таким образом, использование разделительных прослоек с меньшей проводимостью позволит увеличить эффект МИ в многослойных пленочных структурах.

Рис. 6.

Частотная зависимость (ΔZ/Z)max для различных значений проводимости прослоек σ1, с–1: 1 − σ1 = 1016; 2 − σ1 = 1017; 3 − σ1 = 2 × 1017; 4 − σ1 = 5 × × 1017. Остальные параметры, использованные при расчетах, такие же, как на рис. 2.

В работе [21] экспериментально исследованы магнитные свойства и эффект МИ в трехслойных пленочных структурах на основе пермаллоя, в которых в качестве магнитных прослоек использовали кобальт, железо, гадолиний и сплав Gd21Co79. Было установлено, что прослойки железа и кобальта не препятствуют формированию перпендикулярной магнитной анизотропии в слоях FeNi, а использование прослоек гадолиния и сплава Gd‒Co препятствует переходу слоев пермаллоя в “закритическое” состояние и улучшает магнитомягкие свойства структур. Кроме того, измерения для структур [FeNi/Ti(6 нм)]2/FeNi и [FeNi/Gd(2 нм)]2/FeNi показали, что в пленках с прослойками гадолиния МИ оказывается выше [21]. Таким образом, использование соответствующих магнитных прослоек может привести к увеличению эффекта МИ в многослойных пленочных структурах.

Влияние магнитных прослоек (μ1 ≠ 1) на эффект МИ может быть проанализировано в рамках предложенной в настоящей работе модели. Высокая магнитная проницаемость прослоек приводит к изменению электромагнитных полей в многослойной структуре и тем самым оказывает существенное влияние на МИ эффект. Предположим, что магнитная проницаемость прослоек максимальна в нулевом поле (μ1 = μsp при He = 0) и монотонно уменьшается до значения μ1= 0.1μsp при He = H0 = 100 Э. Для простоты будем полагать, что величина μ1 не зависит от частоты. На рис. 7 представлены частотные зависимости (ΔZ/Z)max, рассчитанные для многослойных структур с магнитными и немагнитными прослойками при двух значениях проводимости σ1.

Рис. 7.

Частотная зависимость (ΔZ/Z)max для магнитных и немагнитных прослоек при различных значениях μsp и σ1, с−1: 1 − μsp = 1, σ1 = 2 × 1017; 2 − μsp = = 2000, σ1 = 2 × 1017; 3 − μsp = 1, σ1 = 5 × 1016; 4 − μsp = = 2000, σ1 = 5 × 1016. Остальные параметры, использованные при расчетах, такие же, как на рис. 2.

Для структур с магнитными прослойками максимальное значение изменения МИ немного увеличивается по сравнению с многослойными пленками с немагнитными прослойками. Возрастание (ΔZ/Z)max в многослойных структурах с магнитными прослойками качественно может быть объяснено следующим образом. Для магнитных прослоек разница между глубиной скин-эффекта в прослойке δ1 и в пермаллое δ2 уменьшается, приводя к более однородному распределению электромагнитных полей по толщине пленочной структуры и к возрастанию эффекта МИ.

Отметим, что экспериментальные зависимости импеданса многослойных пленок от внешнего поля обычно имеют несимметричный характер по отношению к знаку поля и проявляют гистерезис. Эти обстоятельства могут быть обусловлены магнитостатическим взаимодействием между слоями FeNi [22]. В рамках предложенной модели мы пренебрегли магнитостатическими взаимодействиями, однако они могут быть качественно учтены путем введения дополнительного поля сдвига, действующего на отдельные слои пермаллоя.

ВЫВОДЫ

В настоящей работе предложена электродинамическая модель для описания МИ в многослойной пленочной структуре на основе пермаллоя. Распределение электромагнитных полей по толщине пленочной структуры и импеданс образца получены на основе совместного решения уравнений Максвелла и уравнения Ландау–Лифшица. Результаты моделирования были использованы для исследования влияния параметров пленочной структуры на величину эффекта МИ.

Проведенный анализ показал, что МИ возрастает при уменьшении числа слоев пермаллоя и соответствующем их толщины. Установлено, что значения проводимостей центрального немагнитного слоя и прослоек по-разному влияют на величину магнитоимпедансного эффекта. Для получения максимального отклика МИ для центрального слоя необходимо использовать высокопроводящие неферромагнитные материалы, тогда как немагнитные прослойки должны иметь проводимость, сравнимую с проводимостью пермаллоя. Кроме того, теоретически предсказано, что дальнейшее увеличение эффекта МИ может быть достигнуто при использовании прослоек из ферромагнитных материалов.

Работа выполнена при поддержке Российского научного фонда, грант 18-19-00090.

Список литературы

  1. Knobel M., Vázquez M., Kraus L. Giant magnetoimpedance / In: Handbook of Magnetic Materials. Ed. by K.H.J. Buschow. Amsterdam: Elsevier, 2003. V. 15. P. 497–563.

  2. Kurlyandskaya G., Levit V. Magnetic Dynabeads® detection by sensitive element based on giant magnetoimpedance // Biosens. Bioelectron. 2005. V. 20. № 8. P. 1611–1616.

  3. Hika K., Panina L.V., Mohri K. Magneto-impedance in sandwich film for magnetic sensor heads // IEEE Trans. Magn. 1996. V. 32. № 5. P. 4594–4596.

  4. Антонов А.С., Гадецкий С.Н., Грановский А.Б., Дьячков А.Л., Парамонов В.П., Перов Н.С., Прокошин А.Ф., Усов Н.А., Лагарьков А.Н. Гигантский магнитоимпеданс в аморфных и нанокристаллических мультислоях // ФММ. 1997. Т. 83. № 6. С. 60–71.

  5. Panina L.V., Mohri K. Magneto-impedance in multilayer films // Sens. Actuators A. 2000. V. 81. № 1–3. P. 71–77.

  6. Sugita Y., Fujiwara H., Sato T. Critical thickness and perpendicular anisotropy of evaporated permalloy films with stripe domains // Appl. Phys. Lett. 1967. V. 10. № 8. P. 229–231.

  7. Svalov A.V., Aseguinolaza I.R., Garcia-Arribas A., Orue I., Barandiaran J.M., Alonso J., Fernandez-Gubieda M.L., Kurlyandskaya G.V. Structure and magnetic properties of thin permalloy films near the “transcritical” state // IEEE Trans. Magn. 2010. V. 46. № 2. P. 333–336.

  8. Kurlyandskaya G.V., Elbaile L., Alves F., Ahamada B., Barrué R., Svalov A.V., Vas’kovskiy V.O. Domain structure and magnetization process of a giant magnetoimpedance geometry FeNi/Cu/FeNi(Cu)FeNi/Cu/FeNi sensitive element // J. Phys.: Condens. Matter. 2004. V. 16. № 36. P. 6561–6568.

  9. Corrêa M.A., Bohn F., Chesman C., da Silva R.B., Viegas A.D.C., Sommer R.L. Tailoring the magnetoimpedance effect of NiFe/Ag multilayer // J. Phys. D: Appl. Phys. 2010. V. 43. № 29. P. 295004.

  10. García-Arribas A., Fernández E., Svalov A., Kurlyandskaya G.V., Barandiaran J.M. Thin-film magneto-impedance structures with very large sensitivity // J. Magn. Magn. Mater. 2016. V. 400. P. 321–326.

  11. Buznikov N.A., Kurlyandskaya G.V. Modeling of magnetoimpedance effect in nanostructured multilayered films // J. Phys.: Conf. Ser. 2019. V. 1389. P. 012132.

  12. Marques M.S., Mori T.J.A., Schelp L.F., Chesman C., Bohn F., Corrêa M.A. High frequency magnetic behavior through the magnetoimpedance effect in CoFeB/(Ta, Ag, Cu) multilayered ferromagnetic thin films // Thin Solid Films. 2012. V. 520. № 6. P. 2173–2177.

  13. Mardani R. Fabrication of FM/NM/FM hetero-structure multilayers and investigation on structural and magnetic properties: application in GMI magnetic sensors // J. Supercond. Nov. Magn. 2020. V. 33. № 2. P. 503–509.

  14. Kraus L. Theory of giant magneto-impedance in the planar conductor with uniaxial magnetic anisotropy // Sens. Actuators A. 2003. V. 106. № 1–3. P. 187–194.

  15. Makhnovskiy D.P., Panina L.V. Size effect on magneto-impedance in layered films // Sens. Actuators A. 2000. V. 81. № 1–3. P. 91–94.

  16. Sukstanskii A., Korenivski V., Gromov A. Impedance of a ferromagnetic sandwich strip // J. Appl. Phys. 2001. V. 89. № 1. P. 775–782.

  17. Gromov A., Korenivski V., Haviland D., van Dover R.B. Analysis of current distribution in magnetic film inductors // J. Appl. Phys. 1999. V. 85. № 8. P. 5202–5204.

  18. Fernández E., Svalov A.V., Kurlyandskaya G.V., García-Arribas A. GMI in nanostructured FeNi/Ti multilayers with different thicknesses of the magnetic layers // IEEE Trans. Magn. 2013. V. 49. № 1. P. 18–21.

  19. Chlenova A.A., Svalov A.V., Kurlyandskaya G.V., Volchkov S.O. Magnetoimpedance of FeNi-based asymmetric sensitive elements // J. Magn. Magn. Mater. 2016. V. 415. P. 87–90.

  20. García-Arribas A., Combarro L., Goriena-Goikoetxea M., Kurlyandskaya G.V., Svalov A.V., Fernández E., Orue I., Feuchtwanger J. Thin-film magnetoimpedance structures onto flexible substrates as deformation sensors // IEEE Trans. Magn. 2017. V. 53. № 4. P. 2000605.

  21. Svalov A.V., Fernandez E., Garcia-Arribas A., Alonso J., Fdez-Gubieda M.L., Kurlyandskaya G.V. FeNi-based magnetoimpedance multilayers: Tailoring of the softness by magnetic spacers // Appl. Phys. Lett. 2012. V. 100. № 16. P. 162410.

  22. Васьковский В.О., Савин П.А., Лепаловский В.Н., Рязанцев А.А. Многоуровневое межслойное взаимодействие в слоистых пленочных структурах // ФТТ. 1997. Т. 39. № 12. С. 2191–2194.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Физика металлов и металловедение

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал