Физика металлов и металловедение, 2023, T. 124, № 1, стр. 3-9

ВВЕДЕНИЕ

Аморфные сплавы на основе кобальта с отрицательной константой магнитострикции перспективны как материалы с большим и чувствительным эффектом магнитоимпеданса (МИ) (см., напр., работы [1, 2]). В случае аморфных микропроводов за счет комбинации отрицательной магнитострикции и продольных растягивающих напряжений формируется анизотропия типа легкая плоскость, при этом легкое направление намагниченности соответствует азимутальному направлению. Такая анизотропия получила название циркулярной. В присутствии постоянного магнитного поля, направленного вдоль оси микропровода, возможен спин-ориентационный переход, вблизи которого наблюдается резкий рост магнитной проницаемости [3]. Это и обуславливает большую чувствительность импеданса к магнитному полю в окрестности эффективного поля анизотропии (до 600%/Э [4]). Для применений МИ-эффекта в сенсорных системах МИ-характеристики должны быть температурно-устойчивыми [5, 6]. Прежде всего должны быть достаточно высокими температуры Кюри (${{T}_{{\text{С}}}}$) и температуры кристаллизации (${{T}_{{{\text{сr}}}}}$) применяемых сплавов. Как правило, значение ${{T}_{{\text{С}}}}$ аморфных Co–Fe-сплавов превышает 300°С, а температуры кристаллизации – 500°С, поэтому такие материалы подходят для практических применений.

С другой стороны, аморфные материалы с низкой температурой Кюри представляют интерес для температурных измерений [7, 8]. При увеличении температуры вблизи температуры Кюри происходит уменьшение спонтанной намагниченности ${{M}_{{\text{s}}}}$ и других магнитных параметров, таких как константы анизотропии и магнитострикции. Соответственно, изменяется измеряемый магнитный отклик. Если предположить, что скин-эффект существенен, т.е. глубина скин-слоя меньше радиуса провода $a,$ выражение для импеданса $Z$ имеет вид [9]:

В формуле (1) ${{R}_{{{\text{dc}}}}}$ – сопротивление постоянному току, параметр $\delta $ соответствует глубине скин-слоя немагнитного металла $(\mu = 1),$ $\mu $ – динамическая магнитная проницаемость, $\theta $ – угол отклонения статической намагниченности от оси провода. При подходе к ${{T}_{{\text{С}}}}$ оба магнитных параметра $\mu $ и $\theta ,$ которые зависят от ${{M}_{{\text{s}}}},$ ориентации осей легкого намагничивания и эффективного поля анизотропии ${{H}_{k}},$ претерпевают изменения. Это приведет к изменениям в поведении МИ вблизи ${{T}_{{\text{С}}}},$ как было показано в ряде работ [10–14] для МГц частот.

Как правило, практически интересуемый температурный диапазон не превышает 100°C. Если температурные изменения МИ обусловлены изменением характерных магнитных параметров вблизи температуры Кюри, то необходимо добиться ее снижения при сохранении определенной магнитной структуры и магнитомягких свойств. Этого можно добиться, варьируя состав аморфного сплава [15]. При увеличении концентрации металлоидов (SiB) выше 30% значение ${{T}_{{\text{С}}}}$ становится меньше 100°С, но при этом значительно уменьшается и спонтанная намагниченность. Снижение ${{T}_{{\text{С}}}}$ в аморфных Fe–Cо-сплавах происходит и при увеличении концентрации Ni, Cr или Mn [8, 16, 17].

В данной работе исследуется температурное поведение МИ в гигагерцовом диапазоне частот в аморфных микропроводах в стеклянной оболочке из сплавов CoFeNi(BSi)_24.52 и CoFeCrMo(BSi)_22.2 с низкой температурой Кюри: ${{T}_{{\text{С}}}}$ ~ 48 и 61°С соответственно. Микропровода первого состава имеют отрицательную магнитострикцию и циркулярную анизотропию. Микропровода второго состава обладают положительной магнитострикцией и анизотропией типа “легкая ось” с направлением вдоль оси провода. Таким образом, с помощью выбранных составов проанализировано поведение МИ при подходе к ${{T}_{{\text{С}}}}$ для различных типов анизотропии.

МАТЕРИАЛЫ И МЕТОДИКА ИЗМЕРЕНИЙ

Исследования проводили с аморфными микропроводами в стеклянной оболочке двух составов: Co_27.4Fe₅B_12.26Si_12.26Ni_43.08 (образец № 1) и Co_64.82Fe_3.9B_10.2Si₁₂Cr₉Mo_0.08 (образец № 2) с разным типом магнитной анизотропии. Микропровода получены методом Тейлора–Улитовского [18]. Образец № 1 имел общий диаметр D₁ = 37 мкм и диаметр металлического сердечника d₁ = 31 мкм; образец № 2 имел общий диаметр D₂ = 29 мкм и диаметр металлического сердечника d₂ = 17 мкм.

Магнитострикция измерена методом мало углового вращения намагниченности [19], ее значение составило $ - 4.2 \times {{10}^{{ - 7}}}$ и $2.8 \times {{10}^{{ - 7}}}$ для образцов № 1 и № 2 соответственно.

Температуру Кюри определяли двумя способами по температурным зависимостям ас магнитной проницаемости и намагниченности $M\left( T \right).$ Первый метод удобен для быстрого определения ${{T}_{{\text{С}}}}.$ Измерения проводили на частоте 1 кГц с помощью RLC-метра, помещенного в температурную камеру. Температуру измеряли с помощью термопары. Индуктивность катушки с образцом микропровода возрастала скачком при охлаждении образца. Эту температуру и принимали за температуру Кюри.

Температурные зависимости $M\left( T \right)$ измеряли с помощью вибрационного магнитометра (VSM, Lake Shore series 7400) в поле 30 Э. Поскольку резкой границы исчезновения намагниченности не наблюдается, для практического определения температуры Кюри проводится экстраполяция наиболее крутой части кривой $M\left( T \right)$ на ось температур, как показано на рис. 1. Оба метода давали близкие значения ${{T}_{{\text{С}}}}$ в пределах $ \pm 3^\circ {\text{С}}{\text{.}}$ Следует отметить, что точное определение температуры Кюри не было задачей данного исследования, поскольку температурные зависимости высокочастотного импеданса анализировали в достаточно широкой области температур от комнатной до температур, при которых уже не наблюдали существенного изменения импеданса. В этой же области температур не определяли и петли гистерезиса.

Петли гистерезиса были измерены индукционным методом. В установке использовали две дифференциальные катушки с внутренним диаметром 3 мм. Образцы намагничивали полем с амплитудой 12.5 Э и частотой 500 Гц. Для исследования воздействия нагрева на петли гистерезиса дифференциальные катушки с образцом помещали внутрь термоизолированной камеры, производящей равномерный нагрев и управляемой переключателем. Для измерения температуры вблизи катушки с образцом устанавливали термопару. При интегрировании индуцированного напряжения для получения петель гистерезиса проводили нормировку на максимум сигнала при комнатной температуре.

Измерения МИ проводили с использованием векторного анализатора цепей Hewlett-Packard 8753E в диапазоне частот от 0.1 до 1.5 ГГц. Применяли усовершенствованную методику калибровки SOLT (Short-Open-Load-Thru) с использованием специально разработанных полосковых ячеек в качестве стандартов калибровки [20]. Необходимость этой калибровки обусловлена методом измерения, при котором измеряемый элемент (ферромагнитный провод) не может быть непосредственно соединен с коаксиальными кабелями. Калибровочные ячейки сделаны на основе печатной платы Rogers-RT5880 с диэлектрической проницаемостью 2.2 ± 0.02, значение которой не изменяется с температурой до 300°С. Измерительная ячейка включает SMA-коннекторы, микрополосковые линии, микропровод, подсоединяемый к полозкам с помощью проводящей краски. Сопротивление (по постоянному току) измерительной ячейки и образца не зависит от температуры в исследуемом температурном интервале (с точностью до погрешности измерения мультиметром).

Спектры импеданса $Z$ рассчитывали по параметру S₂₁ стандартным образом с использованием эквивалентной схемы: $Z = {{2{{Z}_{0}}\left( {1 - {{S}_{{21}}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{2{{Z}_{0}}\left( {1 - {{S}_{{21}}}} \right)} {{{S}_{{21}}}}}} \right. \kern-0em} {{{S}_{{21}}}}},$ ${{Z}_{0}} = 50\,\,{\text{Ом}}.$ Измерительную ячейку помещали внутрь катушки Гельмгольца, которая создавала медленно меняющееся магнитное поле до 45 Э. Температурные измерения проводили с использованием той же камеры, что и для измерения петель гистерезиса, при этом термопару устанавливали вблизи печатной платы с образцом, как показано на рис. 2.

Длина провода для измерения импеданса составляла 10 мм. Между тем уже при частотах порядка 2 ГГц длина электромагнитной волны вдоль образца оказывается порядка его длины, и он уже не может рассматриваться как сосредоточенный. Необходимо учитывать время запаздывания [20]. В данной работе мы ограничились частотами до 1.5 ГГц и анализировали поведение действительной части импеданса, так как эффекты запаздывания дают максимальный вклад в мнимую часть импеданса.

ПОЛУЧЕННЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И АНАЛИЗ

Петли гистерезиса исследуемых образцов для различных температур представлены на рис. 3 и 4. Поскольку образцы имеют относительно высокие константы магнитострикции, частичная релаксация внутренних напряжений при нагреве не влияет на магнитную анизотропию и форму петли гистерезиса. Температурные изменения обусловлены только близостью к температуре Кюри.

Образец № 1 имеет наклонную петлю гистерезиса, что соответствует циркулярной анизотропии в микропроводах из сплавов с отрицательной магнитострикцией (рис. 3). Из наклонной петли гистерезиса можно оценить эффективное поле анизотропии ${{H}_{{\text{K}}}},$ значение которого при комнатной температуре составляет около 2 Э. С увеличением температуры намагниченность насыщения уменьшается в соответствии с уменьшением ${{M}_{{\text{s}}}}.$ Происходит уменьшение и ${{H}_{{\text{K}}}},$ но при этом форма петли гистерезиса сохраняется, то есть циркулярная анизотропия существует до температур, очень близких к ${{T}_{{\text{С}}}}.$ При увеличении температуры выше 46°C $\left( {{\text{т}}{\text{.е}}{\text{.}}\,\,\left( {1{\text{ }}--\frac{T}{{{{T}_{{\text{c}}}}}}\left( K \right)} \right) < 0.009} \right)~$ сигнал напряжения, индуцируемый при перемагничивании, становится нерегулярным, что не позволяет восстановить петлю гистерезиса.

Образец № 2 имеет прямоугольную петлю гистерезиса c относительно высокой коэрцитивной силой ${{H}_{{\text{c}}}}$ = 0.8 Э, что свидетельствует о повышенной магнитоупругой анизотропии с ${{\lambda }_{s}} > 0~$ и легкой осью намагничивания вдоль оси провода (рис. 4). Прямоугольная форма сохраняется даже для температур, достаточно близких к ${{T}_{{\text{С}}}},$ т.е. характер анизотропии не изменяется во всем диапазоне температур до $T \approx {{T}_{{\text{С}}}}.$ Однако значение ${{H}_{{\text{c}}}}~$ уменьшается, что связано с уменьшением магнитострикции вблизи температуры Кюри.

При приближении к температуре Кюри константа анизотропии $K$ (или магнитострикции ${{\lambda }_{s}}$) уменьшается быстрее, чем намагниченность. В случае классической модели анизотропии для системы локализованных спинов в широкой области температур $K\left( T \right)$ $ \propto {{M}_{{\text{s}}}}^{{{{l\left( {l + 1} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{l\left( {l + 1} \right)} 2}} \right. \kern-0em} 2}}},$ где $l$ – порядок сферической гармоники, определяющей угловую зависимость локальной анизотропии. Непосредственно вблизи ${{T}_{{\text{С}}}}$ – $K\left( T \right)$ $ \propto $ ${{M}_{{\text{s}}}}^{l}~$ [21]. Для одноосных материалов $l = 2.$ Теория хорошо описывает поведение анизотропии и магнитострикции в магнитных диэлектриках и также применима к аморфным сплавам переходных металлов [22]. Поэтому можно предположить, что константа анизотропии, обусловленная магнитострикцией, изменяется с температурой как $K \propto M_{{\text{s}}}^{n},$ $n = 2{\text{--}}3.$

Температурные изменения магнитных параметров приведут к изменениям в поведении магнитоимпеданса вблизи ${{T}_{{\text{С}}}}.$ На рис. 5 приведены температурные зависимости магнитоимпеданса для образца № 1 с циркулярной анизотропией на различных частотах от 0.1 до 1.5 ГГц.

В отсутствие магнитного поля изменение импеданса при увеличении температуры минимально, так как в формуле (1) $\cos \theta \approx 0$ и импеданс слабо зависит от магнитных свойств.

Динамическая магнитная проницаемость в формуле (1) определяется следующим образом [12]:

В формуле (2) $\alpha $ – угол между легкой осью анизотропии и осью провода, $H$ – внешнее магнитное поле, направленное вдоль оси провода, ${{H}_{{\text{K}}}} = 2K{\text{/}}{{M}_{s}}$ – поле анизотропии, $\omega $ – круговая частота, $\tau $ – параметр релаксации, $\gamma $ – гиромагнитное отношение. При низких частотах

величина которой имеет максимум при $H\sim {{H}_{{\text{K}}}},$ что обуславливает максимум импеданса при низких частотах (рис. 5а). По мере возрастания температуры значение импеданса в максимуме уменьшается, пик уширяется, а его положение смещается в область низких полей. При увеличении частоты происходит насыщение МИ при всех температурах, как видно из рис. 5б–5г. Для слабых магнитных полей и $\omega \gg {{\omega }_{{{\text{res}}}}} = \sqrt {{{{{\Omega }}}_{1}}{{{{\Omega }}}_{2}}} $ импеданс пропорционален $Z \propto \sqrt {\mu \omega } \approx \sqrt {\omega + i\gamma 4\pi {{M}_{s}}\tau } ,$ т.е. зависимость от магнитного поля несущественна. Значение ${{\omega }_{{{\text{res}}}}}$ уменьшается при увеличении температуры (${{\omega }_{{{\text{res}}}}} \to \gamma H~$ при $T \to {{T}_{{\text{С}}}}$), т.е. насыщение МИ происходит при меньших частотах. При этом температурные изменения импеданса на повышенных частотах остаются значительными, особенно в присутствии поля. Относительное изменение импеданса с температурой определяется как

Например, при частоте 0.1 ГГц и магнитном поле Н = 4 Э, что соответствует пику импеданса, монотонное уменьшение импеданса при увеличении температуры от комнатной до ${{T}_{{\text{С}}}}~$ составляет около 145%. Такие высокие значения ΔZ/Z сохраняются до частот порядка 1 ГГц.

Это явление можно назвать температурный магнитоимпеданс (Т–МИ). При дальнейшем увеличении частоты температурная чувствительность импеданса уменьшается и на частоте 1.5 ГГц Т–МИ составляет примерно 60% при поле смещения Н = = 4 Э. Для увеличения температурного эффекта можно применять более высокие магнитные поля. Например, на частоте 0.5 ГГц и магнитном поле 12 Э Т–МИ составляет почти 300%.

Следует отметить, что при температуре 48°C все еще наблюдается изменение импеданса под действием поля, то есть значение ${{T}_{{\text{С}}}}$ несколько выше.

На рис. 6 представлены МИ характеристики для различных температур для образца № 2 с легкой осью анизотропии вдоль провода. В этом случае $\alpha = 0,$ $\theta = 0.$ При низких частотах ($\omega \ll {{\omega }_{{{\text{res}}}}}$)

Если ${{H}_{{\text{K}}}}$ уменьшается с температурой быстрее, чем намагниченность (т.е. $K \propto M_{{\text{s}}}^{n},$ $n > 2$), то при этой магнитной конфигурации импеданс на низких частотах может сначала возрастать с температурой, как видно из рис. 6а. Такое поведение также наблюдали в работах [13, 23]. В последнем случае это было обусловлено наличием двух фаз с различной температурой Кюри. При увеличении температуры резонансная частота уменьшается, соответственно, уменьшается и значение $\mu ,$ т.е. значения импеданса также падают.

При увеличении частоты зависимость импеданса от магнитного поля становится несущественной, что обусловлено слабой зависимостью магнитной проницаемости от магнитного поля. Между тем при любых полях наблюдается монотонное уменьшение импеданса при приближении к температуре Кюри. Максимальное значение Т–МИ для этого образца ~180% наблюдается на частоте 0.5 ГГц и снижается до 28% на частоте 1.5 ГГц.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Исследовано температурное поведение магнитоимпеданса (МИ) в микропроводах с разными типами анизотропии из сплавов Co_64.82Fe_3.9B_10.2Si₁₂Cr₉Mo_0.08 (${{T}_{{\text{С}}}}$ ~ 61°C) и Co_27.4Fe₅B_12.26Si_12.26Ni_43.08 (${{T}_{{\text{С}}}}$ ~ 48°C). Сплавы были выбраны с разным знаком константы магнитострикции, чтобы реализовать два предельных типа анизотропии: анизотропию с легкой осью вдоль провода (${{\lambda }_{s}} > 0$) и анизотропию с легким направлением намагниченности вдоль азимута (${{\lambda }_{s}} < 0$).

Результаты показывают, что относительное изменение импеданса при повышении температуры от комнатной до ${{T}_{{\text{С}}}}$ остается высоким (140–300%) вплоть до гигагерцовых частот, и зависит от типа магнитной анизотропии и наличия магнитного поля.

Температурный МИ может представлять интерес для создания бесконтактных сенсоров температуры в микроволновом диапазоне. Для использования Т–МИ без дополнительного магнитного поля оптимальной является магнитная конфигурация с максимальным значением начальной магнитной проницаемости, т.е. направление легкой оси анизотропии близко к оси микропровода. Однако в некоторых применениях, связанных с пространственным сканированием температурных изменений, влияние внешнего поля может представлять значительный интерес. В этом случае следует использовать Т–МИ в микропроводах с циркулярным характером анизотропии.

Работа была поддержана грантом РФФИ (№ 20-31-70001).