1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Физика металлов и металловедение
  4. T. 124, № 4, 2023

Физика металлов и металловедение, 2023, T. 124, № 4, стр. 346-352

Влияние скручивающих напряжений на гигантский магнитоимпеданс аморфных микропроводов с наведенной магнитной анизотропией

Н. А. Бузников *

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

* E-mail: n_buznikov@mail.ru

Поступила в редакцию 10.12.2022
После доработки 02.02.2023
Принята к публикации 06.02.2023

Полный текст (PDF)

Аннотация

Теоретически исследовано влияние скручивающих напряжений на гигантский магнитоимпеданс аморфного микропровода на основе железа с наведенной в результате отжига геликоидальной анизотропией в поверхностном слое. Показано, что скручивающие напряжения приводят к изменению вида зависимости импеданса микропровода от внешнего поля при относительно низких частотах возбуждающего тока. Изменение импеданса максимально вблизи значения напряжений, соответствующего возникновению эффективной циркулярной анизотропии в поверхностной области микропровода. Результаты могут быть использованы при создании сенсоров напряжений и слабого магнитного поля.

Ключевые слова: аморфные микропровода, магнитоимпеданс, магнитострикция, магнитоупругая анизотропия

ВВЕДЕНИЕ

Эффект гигантского магнитоимпеданса (ГМИ) заключается в изменении комплексного сопротивления ферромагнитного проводника, возбуждаемого переменным током, в присутствии внешнего магнитного поля [1–5]. Интерес к ГМИ возник в первой половине 90-х годов прошлого века, когда появились технологии производства проводящих аморфных и нанокристаллических материалов с высокой магнитной проницаемостью. Природа ГМИ связана со скин-эффектом и зависимостью толщины скин-слоя от величины магнитной проницаемости. Для возникновения сильного эффекта ГМИ необходимо, чтобы внешнее поле существенно влияло на магнитную проницаемость. Эффект ГМИ привлекает большое внимание исследователей в связи с возможностью его использования для различных приложений, в частности, для разработки биосенсоров, систем позиционирования, градиентометров и т.д.

Одним из наиболее перспективных материалов для практических применений ГМИ являются аморфные микропровода в стеклянной оболочке, изготовленные методом Тейлора–Улитовского [6, 7]. Сильный эффект ГМИ возникает в микропроводах на основе кобальта с близким к нулю коэффициентом магнитострикции. Остаточные напряжения в таких микропроводах приводят к возникновению циркулярной магнитной анизотропии. Вследствие этого микропровода на основе кобальта имеют высокие значения поперечной магнитной проницаемости, которые обуславливают сильный эффект ГМИ [5].

Другим типом микропроводов в стеклянной оболочке являются микропровода на основе железа с положительной магнитострикцией. Остаточные напряжения приводит к возникновению анизотропии, ось которой направлена вдоль образца [6, 7]. Микропровода на основе железа имеют малую поперечную магнитную проницаемость и проявляют очень слабый эффект ГМИ. Однако в последние годы было экспериментально продемонстрировано, что при определенной термической обработке эффект ГМИ в них существенно увеличивается. В частности, было установлено, что после отжига микропроводов в присутствии растягивающих напряжений эффект ГМИ возрастает на порядок по сравнению с неотожженными образцами [8–10]. При этом вид зависимости импеданса от внешнего магнитного поля изменяется с увеличением частоты, и наблюдается переход от зависимости с одним пиком в нулевом поле к зависимости с двумя симметричными относительно нулевого поля максимумами при высоких частотах.

Теоретическое описание изменения магнитных свойств аморфных микропроводов с положительной магнитострикцией при отжиге предложено в работе [11]. Было показано, что разогрев микропровода при его механическом растяжении изменяет распределение остаточных напряжений. В результате отжига в поверхностной области металлической жилы микропровода тангенциальные остаточные напряжения становятся максимальными, что приводит к возникновению циркулярной анизотропии в этой области.

Для описания экспериментальных зависимостей ГМИ от поля и частоты в отожженных микропроводах с положительной магнитострикцией была предложена модель [12], в рамках которой предполагается существование в микропроводе двух областей с различным типом магнитной анизотропии. Полученные теоретические зависимости позволили качественно описать результаты экспериментальных исследований ГМИ в аморфных микропроводах, отожженных в присутствии растягивающих напряжений.

Так как магнитная анизотропия оказывает существенное влияние на ГМИ, внешние напряжения могут изменять импеданс аморфного проводника. Этот эффект часто называют стресс-импедансом [13, 14]. Стресс-импеданс может быть использован при разработке сенсоров нагрузок и механических напряжений. Кроме того, при приложении различных внешних напряжений к аморфному образцу происходит изменение его равновесной магнитной структуры, что приводит к изменению ГМИ. Влияние растягивающих и скручивающих напряжений на ГМИ аморфных микропроводов на основе кобальта достаточно подробно исследовано (см., напр., [15–18]). В то же время эффект ГМИ в отожженных микропроводах на основе железа в присутствии внешних напряжений остается полностью неизученным.

В настоящей работе теоретически исследовано влияние скручивающих напряжений на ГМИ в аморфном микропроводе с наведенной в результате отжига анизотропией в поверхностном слое. Предложена модель для учета влияния радиального распределения магнитоупругой анизотропии, создаваемой приложенными напряжениями, на ГМИ, и проанализированы зависимости импеданса микропровода от внешнего магнитного поля, частоты и величины скручивающих напряжений.

МОДЕЛЬ

Следуя подходу, предложенному в работе [12], будем полагать, что аморфный микропровод с диаметром металлической части 2R состоит из двух областей. В центральной области (коре) радиуса r ось магнитной анизотропии имеет продольное направление, а во внешней области (оболочке) отжиг в присутствии напряжений приводит к возникновению геликоидальной анизотропии. Через микропровод пропускается переменный ток I(t) = I0 exp(–iωt), и внешнее магнитное поле He направлено вдоль оси микропровода. К микропроводу приложено постоянное скручивающее напряжение, которое приводит к возникновению неоднородных сдвиговых деформаций в образце. Поле магнитоупругой анизотропии Hτ, индуцированной скручивающими напряжениями, определяется выражением [5]:

(1)
${{H}_{\tau }} = {{3{{\lambda }_{s}}G\tau \rho } \mathord{\left/ {\vphantom {{3{{\lambda }_{s}}G\tau \rho } M}} \right. \kern-0em} M},$
где λs − константа магнитострикции, G − модуль сдвига, τ − скручивающая деформация, ρ − радиальная координата, M − намагниченность насыщения. Поле магнитоупругой анизотропии неоднородно по поперечному сечению микропровода. В дальнейшем для упрощения будем принимать, что значения этого поля для кора Hτ, 1 и оболочки Hτ, 2 постоянны и равны максимальным значениям в соответствующих областях:

(2)
${{H}_{{\tau ,1}}} = {{3{{\lambda }_{s}}G\tau r} \mathord{\left/ {\vphantom {{3{{\lambda }_{s}}G\tau r} M}} \right. \kern-0em} M},$
(3)
${{H}_{{\tau ,2}}} = {{3{{\lambda }_{s}}G\tau R} \mathord{\left/ {\vphantom {{3{{\lambda }_{s}}G\tau R} M}} \right. \kern-0em} M}.$

Значения равновесных углов намагниченности θj (здесь и далее индекс j = 1, 2 относится к кору и оболочке) по отношению к азимутальному направлению могут быть найдены при помощи минимизации свободной энергии. Уравнения для углов θj могут быть записаны в следующем виде:

(4)
${{H}_{{{\text{eff}},j}}}\sin ({{\theta }_{j}} - {{\alpha }_{j}})\cos ({{\theta }_{j}} - {{\alpha }_{j}}) = {{H}_{e}}\cos {{\theta }_{j}}.$

Здесь введены эффективные поля анизотропии Heff,j и углы анизотропии αj, которые определяются наведенной анизотропией и магнитоупругой анизотропией из-за внешних скручивающих напряжений. Используя результаты, полученные ранее [16, 19], для αj и Heff,j имеем:

(5)
${\text{tg}}2{{\alpha }_{j}} = {{({{H}_{{{\text{a}},j}}}\sin 2{{\psi }_{j}} + {{H}_{{\tau ,j}}})} \mathord{\left/ {\vphantom {{({{H}_{{{\text{a}},j}}}\sin 2{{\psi }_{j}} + {{H}_{{\tau ,j}}})} {{{H}_{{{\text{a}},j}}}\cos 2{{\psi }_{j}}}}} \right. \kern-0em} {{{H}_{{{\text{a}},j}}}\cos 2{{\psi }_{j}}}};$
(6)
${{H}_{{{\text{eff}},j}}} = {{{{H}_{{{\text{a}},j}}}\cos 2{{\psi }_{j}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{H}_{{{\text{a}},j}}}\cos 2{{\psi }_{j}}} {\cos 2{{\alpha }_{j}}}}} \right. \kern-0em} {\cos 2{{\alpha }_{j}}}}.$
Здесь Ha,j – поля анизотропии для кора и оболочки, ψj – углы осей анизотропии (для кора ψ1 = = π/2). Из выражений (5) и (6) следует, что эффективный угол анизотропии в оболочке α2 при приложении скручивающих напряжений изменяется от –π/4 до π/4, угол анизотропии в коре α1 лежит в интервале от π/4 до 3π/4, а минимальные значения эффективных полей равны Ha,j|cos2ψj|.

Значения эффективной магнитной проницаемости μj в коре и оболочке определяются следующими выражениями [5]:

(7)
$\begin{gathered} {{\mu }_{j}} = {{\omega _{m}^{2}} \mathord{\left/ {\vphantom {{\omega _{m}^{2}} {\left[ {\left( {{{\omega }_{m}} + \omega _{j}^{*}} \right)\omega _{j}^{{{\text{**}}}} - {{\omega }^{2}} - i\kappa {{\omega }_{m}}\omega } \right]}}} \right. \kern-0em} {\left[ {\left( {{{\omega }_{m}} + \omega _{j}^{*}} \right)\omega _{j}^{{{\text{**}}}} - {{\omega }^{2}} - i\kappa {{\omega }_{m}}\omega } \right]}}; \\ \omega _{j}^{*} = \gamma \left[ {{{H}_{{{\text{eff}},j}}}{{{\cos }}^{2}}({{\theta }_{j}} - {{\alpha }_{j}}) + {{H}_{e}}\sin {{\theta }_{j}}} \right]; \\ \omega _{j}^{{{\text{**}}}} = \gamma [{{H}_{{{\text{eff}},j}}}\cos 2({{\theta }_{j}} - {{\alpha }_{j}}) + {{H}_{e}}\sin {{\theta }_{j}}]. \\ \end{gathered} $
Здесь ωm = γ × 4πM, γ − гиромагнитное отношение, κ − параметр затухания Гилберта.

Выражение для импеданса Z может быть представлено в следующем виде [20]:

(8)
$Z = ({{2l} \mathord{\left/ {\vphantom {{2l} {cR}}} \right. \kern-0em} {cR}})\left( {{{\zeta }_{m}}{{{\sin }}^{2}}{{\theta }_{2}} + {{\zeta }_{0}}{{{\cos }}^{2}}{{\theta }_{2}}} \right),$
где l – длина микропровода, c – скорость света в вакууме, ζm и ζ0 – магнитная и немагнитная компоненты поверхностного импеданса микропровода, а равновесный угол намагниченности θ2 во внешней области определяется из уравнения (4).

Выражения для компонент поверхностного импеданса ζm и ζ0 в микропроводе со структурой кор–оболочка были получены в работе [12] в предположении, что равновесная намагниченность в коре направлена вдоль оси микропровода. В случае присутствия скручивающих напряжений намагниченность в центральной области отклоняется от направления оси (θ1 ≠ ±π/2). С учетом этого отклонения намагниченности выражение для магнитной компоненты поверхностного импеданса ζm может быть представлено в следующем виде:

(9)
${{\zeta }_{m}}({{\mu }_{2}}) = \frac{{c{{k}_{2}}}}{{4\pi \sigma }}\frac{{{{J}_{0}}({{k}_{2}}R) + P{{Y}_{0}}({{k}_{2}}R)}}{{{{J}_{1}}({{k}_{2}}R) + P{{Y}_{1}}({{k}_{2}}R)}};$
(10)
$P({{\mu }_{2}}) = \frac{{({{{{k}_{2}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{k}_{2}}} {{{k}_{1}}}}} \right. \kern-0em} {{{k}_{1}}}}){{J}_{0}}({{k}_{2}}r) - Q{{J}_{1}}({{k}_{2}}r)}}{{Q{{Y}_{1}}({{k}_{2}}r) - ({{{{k}_{2}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{k}_{2}}} {{{k}_{1}}}}} \right. \kern-0em} {{{k}_{1}}}}){{Y}_{0}}({{k}_{2}}r)}};$
(11)
$Q = \frac{{{{J}_{0}}({{k}_{1}}r)}}{{{{J}_{1}}({{k}_{1}}r)}}{{\sin }^{2}}{{\theta }_{1}} + \frac{{{{J}_{0}}({{k}_{0}}r)}}{{{{J}_{1}}({{k}_{0}}r)}}{{\cos }^{2}}{{\theta }_{1}}.$
Здесь Jn и Yn (n = 0, 1) – функции Бесселя первого и второго рода, k1 = ${{k}_{0}}\mu _{1}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 2}} \right. \kern-0em} 2}}},$ k2 = ${{k}_{0}}\mu _{2}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 2}} \right. \kern-0em} 2}}},$ k0 = (1 + i)/δ, δ = c/(2πσω)1/2, σ – удельная проводимость микропровода. Отметим, что при θ1 = ±π/2 выражения (9)–(11) переходят в соотношения, полученные в работе [12]. Компонента поверхностного импеданса ζ0 может быть найдена из выражений (9) и (10) в предположении, что внешняя оболочка микропровода является немагнитной (μ2 = 1): ζ0 = ζm(1) [20].

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Для анализа зависимости импеданса микропровода от внешнего поля будем использовать относительное изменение ГМИ: ΔZ/Z = [Z(He) – ‒ Z(H0)]/Z(H0), где H0 – внешнее поле, достаточное для магнитного насыщения образца. Далее будем полагать, что H0 = 250 Э [8–10]. Кроме того, будем принимать следующие значения параметров микропровода: диаметр металлической части 2R = 15 мкм, намагниченность насыщения M = = 900 Гс, проводимость σ = 5 × 1015 с−1, параметр затухания Гилберта κ = 0.15, константа магнитострикции λs = 40 × 10–6 и модуль сдвига G = 50 ГПа.

На рис. 1 показана зависимость ΔZ/Z от внешнего поля He при различных значениях скручивающих деформаций τ, рассчитанная для двух частот f = ω/2π. Результаты представлены только для области положительных внешних полей, так как рассчитанные зависимости симметричны по отношению к знаку внешнего поля.

Рис. 1.

Относительное изменение ГМИ ΔZ/Z в зависимости от внешнего поля He при f = 20 МГц (а) и f = = 200 МГц (б) и различных значениях скручивающих деформаций τ, рад/см: 1 – τ = 0; 2 – τ = 0.05; 3 – τ = = 0.15; 4 – τ = 0.20; 5 – τ = 0.25. Параметры, использованные при расчетах: 2R = 15 мкм, r = 6 мкм, M = = 900 Гс, Ha, 1 = 5 Э, Ha, 2 = 30 Э, ψ2 = –0.05π, σ = 5 × × 1015 с−1, κ = 0.15, λs = 40 × 10–6, G = 50 ГПа.

В отсутствие внешних напряжений при частоте 50 МГц зависимость ΔZ/Z(He) имеет максимум в нулевом поле, так как при относительно низких частотах скин-эффект мал, и основной вклад в магнитную проницаемость и в ГМИ вносит внутренняя область микропровода [12]. При приложении скручивающих напряжений в зависимости ΔZ/Z от внешнего поля появляются дополнительные максимумы при He ≈ ±Ha, 2. При малых значениях скручивающих деформаций τ относительное изменение импеданса резко возрастает (см. рис. 1а). Максимальная чувствительность импеданса к внешнему полю достигается при некотором значении скручивающих деформаций, а при больших значениях τ относительное изменение ГМИ уменьшается.

Такая эволюция зависимости импеданса от поля в присутствии сдвиговых деформаций связана с изменением эффективной магнитной проницаемости во внешней области микропровода. При приложении малых напряжений ось анизотропии в оболочке микропровода отклоняется к азимутальному направлению, что приводит к увеличению магнитной проницаемости оболочки μ2 и уменьшению толщины скин-слоя. В результате в зависимости ΔZ/Z(He) появляются дополнительные максимумы, так как отклик ГМИ определяется внешней областью с геликоидальной анизотропией [12]. Магнитная проницаемость μ2 достигает максимального значения, когда эффективная анизотропия в оболочке становится циркулярной (α2 = 0). При дальнейшем увеличении сдвиговых деформаций магнитная проницаемость снижается, что приводит к уменьшению ГМИ (рис. 1а).

Значение сдвиговых деформаций τcr, при котором достигается максимальное изменение импеданса, определяется из условия равенства нулю эффективного угла анизотропии α2. Из выражения (5) следует, то это условие выполняется при Hτ, 2 = –Ha, 2sin 2ψ2. Используя соотношение (3), для значения τcr имеем [21]:

(12)
${{\tau }_{{{\text{cr}}}}} = {{ - M{{H}_{{{\text{a}},2}}}\sin 2{{\psi }_{2}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{ - M{{H}_{{{\text{a}},2}}}\sin 2{{\psi }_{2}}} {3{{\lambda }_{{\text{s}}}}GR}}} \right. \kern-0em} {3{{\lambda }_{{\text{s}}}}GR}}.$

При частоте возбуждающего тока 200 МГц зависимость ΔZ/Z от внешнего поля имеет два симметричных относительно нулевого поля максимума при любых значениях скручивающих деформаций (рис. 1б). Это обстоятельство связано с тем, что при таких частотах толщина скин-слоя становится сравнимой с толщиной оболочки, и вид зависимости ГМИ от внешнего поля определяется областью с геликоидальной анизотропией [12]. С увеличением сдвиговых деформаций импеданс возрастает вплоть до τ = τcr, а при τ > τcr чувствительность ГМИ к внешнему полю снижается.

На рис. 2 представлены частотные зависимости максимального относительного изменения ГМИ (ΔZ/Z)max, рассчитанные при различных значениях скручивающих деформаций τ. С увеличением деформаций вплоть до τ = τcr максимальное относительное изменение ГМИ возрастает. При этом частота, при которой (ΔZ/Z)max достигает максимума, сдвигается в сторону более низких значений. При τ > τcr значения (ΔZ/Z)max начинают уменьшаться (рис. 2).

Рис. 2.

Зависимость максимального изменения ГМИ (ΔZ/Z)max от частоты f при различных значениях скручивающих деформаций τ, рад/см: 1 – τ = 0; 2 – τ = 0.05; 3 – τ = 0.15; 4 – τ = 0.20; 5 – τ = 0.25. Остальные параметры, использованные при расчетах, такие же, как на рис. 1.

Для анализа влияния скручивающих напряжений на импеданс введем относительное изменение ГМИ (ΔZ/Z)τ = [Z(τ)–Z(0)]/Z(0), где Z(0) – значение импеданса при отсутствии внешних напряжений. На рис. 3 показана зависимость (ΔZ/Z)τ от значения скручивающей деформации, рассчитанная для различных частот при внешнем поле равном полю анизотропии в оболочке микропровода (He = ±Ha, 2). Относительное изменение ГМИ (ΔZ/Z)τ имеет асимметричное поведение с максимумом при τ = τcr. Максимальное значение (ΔZ/Z)cr = [Z(τcr) – Z(0)]/Z(0) немонотонно зависит от частоты, что связано с изменением толщины скин-слоя во внешней области. При этом в широком интервале частот наблюдается высокая чувствительность ГМИ к скручивающим напряжениям.

Рис. 3.

Относительное изменение ГМИ (ΔZ/Z)τ в зависимости от значения деформации τ при He = 30 Э и различных частотах f, МГц: 1 – f = 20; 2 – f = 50; 3 – f = 100; 4 – f = 150; 5 – f = 200. Остальные параметры, использованные при расчетах, такие же, как на рис. 1.

Следует отметить, что относительное изменение ГМИ (ΔZ/Z)τ существенно зависит от угла отклонения оси анизотропии ψ2 от азимутального направления во внешней области микропровода и размера этой области. Рисунок 4 иллюстрирует влияние угла ψ2 на зависимость (ΔZ/Z)τ от значения скручивающей деформации. Согласно выражению (12) с увеличением угла ψ2 значение τcr возрастает, и положение максимума (ΔZ/Z)τ сдвигается в сторону больших τ. При фиксированной частоте (ΔZ/Z)cr достигает максимума при некотором угле ψ2 (кривая 5 на рис. 4).

Рис. 4.

Относительное изменение ГМИ (ΔZ/Z)τ в зависимости от значения деформации τ при He = 30 Э, f = 100 МГц и различных значениях угла ψ2: 1 – ψ2 = = –0.01π; 2 – ψ2 = –0.02π; 3 – ψ2 = –0.03π; 4 – ψ2 = = ‒0.05π; 5 – ψ2 = –0.07π; 6 – ψ2 = –0.10π. Остальные параметры, использованные при расчетах, такие же, как на рис. 1.

Как показали экспериментальные исследования, радиус центральной области может быть уменьшен при увеличении температуры и длительности отжига [9], а также при увеличении напряжений во время отжига [10]. При этом размер кора оказывает существенное влияние на зависимость ГМИ от внешнего поля [12].

Частотная зависимость (ΔZ/Z)cr, рассчитанная для различных значений радиуса центральной области r и углов оси анизотропии в оболочке ψ2, представлена на рис. 5. Уменьшение радиуса кора r приводит к увеличению (ΔZ/Z)cr, так как возрастает вклад внешней области с геликоидальной анизотропией в отклик ГМИ. При этом частота, при которой (ΔZ/Z)cr достигает максимума, снижается. С увеличением угла отклонения оси анизотропии в оболочке от азимутального направления значения (ΔZ/Z)cr уменьшаются, а положение максимума в частотной зависимости (ΔZ/Z)cr сдвигается в сторону более высоких частот.

Рис. 5.

Зависимость (ΔZ/Z)cr от частоты f при He = 30 Э и различных значениях ψ2 и r. Сплошные линии – r = = 6 мкм; пунктирные линии – r = 2 мкм; 1 – ψ2 = = ‒0.05π; 2 – ψ2 = –0.07π; 3 – ψ2 = –0.10π. Остальные параметры, использованные при расчетах, такие же, как на рис. 1.

В заключение этого раздела отметим, что предсказания предложенной модели нуждаются в экспериментальном подтверждении. Однако до настоящего времени влияние скручивающих напряжений на ГМИ в отожженных аморфных микропроводах с положительной магнитострикцией экспериментально не исследовали. При этом модель позволяет описать основные результаты исследований ГМИ в отожженных микропроводах в отсутствие внешних напряжений [8–10]: изменение вида зависимости импеданса от поля при увеличении частоты, значения внешних полей, при которых ГМИ достигает максимума [12]. Кроме того, теоретические результаты предсказывают значения относительного изменения ГМИ, близкие к экспериментальным.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В работе проанализировано влияние скручивающих напряжений на ГМИ в аморфном микропроводе с положительной магнитострикцией и наведенной в результате отжига геликоидальной магнитной анизотропией в поверхностном слое. Влияние скручивающих напряжений на ГМИ связано с взаимодействием наведенной анизотропии в микропроводе и магнитоупругой анизотропии, индуцированной скручивающими напряжениями. Приложение внешних напряжений приводит к изменению магнитной проницаемости и существенно влияет на отклик ГМИ.

Получено выражение для импеданса микропровода с учетом существования в нем двух областей с различными типами анизотропии. Показано, что при низких частотах возбуждающего тока приложение внешних напряжений может приводить к изменению вида зависимости ГМИ от внешнего поля с одним максимумом к зависимости с двумя максимумами.

Зависимость относительного изменения ГМИ от значения скручивающих напряжений имеет асимметричный характер с максимумом, который соответствует возникновению эффективной циркулярной анизотропии в поверхностной области микропровода. При этом в широком диапазоне частот отклик ГМИ имеет высокую чувствительность к скручивающим напряжениям. Полученные результаты могут быть использованы при разработке сенсоров слабого магнитного поля, а также датчиков механических напряжений.

Автор признателен С.А. Баранову и В.В. Попову за полезные обсуждения.

Список литературы

  1. Makhotkin V.E., Shurukhin B.P., Lopatin V.A., Marchukov P.Yu., Levin Yu.K. Magnetic field sensors based on amorphous ribbons // Sens. Actuators A. 1991. V. 21. № 1–3. P. 759–762.

  2. Beach R.S., Berkowitz A.E. Giant magnetic field dependent impedance of amorphous FeCoSiB wire // Appl. Phys. Lett. 1994. V. 64. № 26. P. 3652–3654.

  3. Panina L.V., Mohri K. Magneto-impedance effect in amorphous wires // Appl. Phys. Lett. 1994. V. 65. № 9. P. 1189–1191.

  4. Rao K.V., Humphrey F.B., Costa-Krämer J.L. Very large magneto-impedance in amorphous soft ferromagnetic wires // J. Appl. Phys. 1994. V. 76. № 10. P. 6204–6208.

  5. 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.

  6. Vázquez M. Advanced magnetic microwires. In: Handbook of Magnetism and Advanced Magnetic Materials / Ed. by H. Kronmüller, S.S.P. Parkin. Chichester, UK: Wiley, 2007. P. 2193–2226.

  7. Baranov S.A., Larin V.S., Torcunov A.V. Technology, preparation and properties of the cast glass-coated magnetic microwires // Crystals. 2017. V. 7. № 6. P. 136.

  8. Zhukova V., Blanco J.M., Ipatov M., Gonzalez J., Churyukanova M., Zhukov A. Engineering of magnetic softness and giant magnetoimpedance effect in Fe-rich microwires by stress-annealing // Scr. Mater. 2018. V. 142. P. 10–14.

  9. Zhukova V., Blanco J.M., Ipatov M., Churyukanova M., Taskaev S., Zhukov A. Tailoring of magnetoimpedance effect and magnetic softness of Fe-rich glass-coated microwires by stress-annealing // Sci. Rep. 2018. V. 8. P. 3202.

  10. Жукова В., Корте-Леон П., Гонсалес-Легаретта Л., Ипатов М., Талаат А., Бланко Х.М., Гонсалес Х., Оливера Х., Жуков А. Влияние магнитной анизотропии, наведенной напряжениями, на формирование магнитомягких свойств, эффект ГМИ и динамику доменных стенок // ФММ. 2020. Т. 121. № 4. С. 359–364.

  11. Баранов С.А. Зависимость магнитных свойств микро- и нанопроводов от тензо- и термомагнитной обработки // Электронная обработка материалов. 2017. Т. 53. № 1. С. 74–85.

  12. Попов В.В., Бузников Н.А. Моделирование эффекта гигантского магнитоимпеданса в аморфных микропроводах с наведенной магнитной анизотропией // ФММ. 2020. Т. 121. № 11. С. 1129–1134.

  13. Shen L.P., Uchiyama T., Mohri K., Kita E., Bushida K. Sensitive stress-impedance micro sensor using amorphous magnetostrictive wire // IEEE Trans. Magn. 1997. V. 33. № 5. P. 3355–3357.

  14. Mohri K., Uchiyama T., Shen L.P., Cai C.M., Panina L.V. Sensitive micro magnetic sensor family utilizing magneto-impedance (MI) and stress-impedance (SI) effects for intelligent measurements and controls // Sens. Actuators A. 2001. V. 91. № 1–2. P. 85–90.

  15. Zhukov A. Glass-coated magnetic microwires for technical applications // J. Magn. Magn. Mater. 2002. V. 242–245. P. 216–233.

  16. Popov V.V., Berzhansky V.N., Gomonay H.V., Qin F.X. Stress-induced magnetic hysteresis in amorphous microwires probed by microwave giant magnetoimpedance measurements // J. Appl. Phys. 2013. V. 113. № 17. P. 17A326.

  17. Zhukov A., Ipatov M., Churyukanova M., Kaloshkin S., Zhukova V. Giant magnetoimpedance in thin amorphous wires: From manipulation of magnetic field dependence to industrial applications // J. Alloys Compd. 2014. V. 586. № 1. P. S279–S286.

  18. Антонов А.С., Бузников Н.А., Грановский А.Б. Асимметричный гигантский магнитоимпеданс в аморфных микропроволоках при воздействии скручивающих напряжений // Письма в ЖТФ. 2014. Т. 40. № 6. С. 73–81.

  19. Ménard D., Yelon A. Theory of longitudinal magnetoimpedance in wires // J. Appl. Phys. 2000. V. 88. № 2. P. 379–393.

  20. Buznikov N.A., Kim C.O. Modeling of torsion stress giant magnetoimpedance in amorphous wires with negative magnetostriction // J. Magn. Magn. Mater. 2007. V. 315. № 2. P. 89–94.

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