Приборы и техника эксперимента, 2022, № 3, стр. 87-99

В работах [1–3] на примере холловского магнитометра была продемонстрирована возможность достижения его высоких параметров в случае применения двухступенчатого механизма усиления сигнала, при котором предельная чувствительность магнитометра во второй ступени повышается более чем на два порядка по сравнению с первой ступенью. Благодаря использованию механизма двухступенчатой работы магнитометра удалось добиться одновременного достижения высоких точности, линейности и пространственного разрешения. Согласно [1–3], от базового магнитометра первой ступени требовалась только высокая чувствительность, на второй ступени осуществлялось дальнейшее повышение его чувствительности, а также точности, линейности, быстродействия и пространственного разрешения. Поскольку одновременно обеспечить повышение данных параметров при предельной чувствительности традиционными методиками очень трудно, разработка способов дальнейшего улучшения характеристик магнитометров представляет большой практический и коммерческий интерес.

В данной работе описан двухступенчатый магнитометр на основе преобразователя Холла (п.Х.) с расширенными функциональными возможностями, позволяющими обеспечить более высокие чувствительность и быстродействие магнитометра по сравнению с [1–3].

Как известно [4–6], высокотемпературные сверхпроводники (ВТСП) имеют сложную кристаллическую структуру, состоящую из двойников (монодомены, кристаллиты – зерна, суб- и нанокристаллиты), соединенных между собой слабыми джозефсоновскими связями. В работах [5, 6] показано, что с ростом внешнего магнитного поля подавляются критические токи слабых джозефсоновских контактов между двойниками, и при термодинамическом первом критическом магнитном поле H_ic1 двойников образец ВТСП скачкообразно “распадается” на группы двойников с квантованными пространственными масштабами. При этом образованные в процессе такого “деления” образца группы двойников сортируются по близким размагничивающим факторам. Обнаружено, что линейные размеры двойников в процессе “деления” образца, поэтапно уменьшаясь, становятся намного меньше, чем глубина проникновения λ магнитного поля в образец и в его двойники. Для более доступного с технологической точки зрения высокотемпературного сверхпроводника YBa₂Cu₃O_7 – x (YBCO) также установлено, что даже самые совершенные монокристаллы высокотемпературного сверхпроводника YBCO содержат в себе большое количество регулярно расположенных границ двойникования с плоскостью двойникования (110). В зависимости от способа приготовления материала границы двойникования могут иметь ширину ∆d ~ 30–50 Å, а расстояние d между ними может составлять ~ 200–2000 Å [7, 8]. Границы двойникования хорошо обнаруживаются не только в монокристаллических YBCO и в зернах поликристаллических YBCO ВТСП, но и в эпитаксиальных пленках YBCO, а также в пниктидах железа. При приложении к находящейся в сверхпроводящем состоянии эпитаксиальной пленке YBCO осциллирующего затухающего локального магнитного поля H₁(t), меняющегося по закону

и направленного перпендикулярно к поверхности, пленка скачкообразно распадается на группы двойников с близкими размагничивающими факторами, когда амплитуда поля достигает значений полей H_ic1 двойников. Это в свою очередь приводит к скачкообразному проникновению магнитного потока в пленку через границы двойникования, вызывая эффект скачка на магнитополевой зависимости плотности затухающего магнитного поля B_tr(Н_о) в ВТСП-пленках [5, 6].

Кроме того, регулирование при помощи следящей системы в предложенном магнитометре величины ступеней амплитуды H_o1exp(–β(t = 0)) прилагаемого к пленке осциллирующего затухающего локального магнитного поля H_o1 позволяло контролировать процесс многократного реверсивного захвата и аннулирования плотности затухающего магнитного поля.

Описанные выше свойства пленки позволяют одновременно использовать ее в качестве как чувствительного элемента, так и важной составной части следящей системы. Именно использование этих свойств пленки и применение процедуры разделения диапазона измеряемых полей на широкую область опорного поля смещения Н_m (сдвига нулевой точки п.Х.) и узкую область слабого поля подмагничивания легли в основу технико-технологических и конструктивных решений, используемых при разработке предлагаемого магнитометра.

Следует также отметить, что благодаря ступенчатому изменению амплитуды H_o1exp(–βt) осциллирующего затухающего локального магнитного поля создается возможность плавного перехода от больших пространственных масштабов к малым. Это достигается путем постепенного уменьшения высоты ступенек амплитуды поля H_o1exp(–βt) от ∆Н_о ≈ 4.66 Э до минимальной ∆Н_o = 0.1 Э. При этом после каждого цикла измерений пленку с помощью нагревателя подложки нагревали до температуры выше критической температуры перехода пленки в сверхпроводящее состояние Т_с, после чего охлаждали до температуры Т = 77.4 К.

Основной целью данной работы являлась демонстрация возможности использования фундаментального свойства, а именно скачкообразного квантового распада образца на двойники в двойниковых купратных и железосодержащих пниктидных ВТСП, для создания двухступенчатых магнитометров с повышенными характеристиками.

Для расширения функциональных возможностей, а также достижения болеe высокой чувствительности и быстродействия нами была проведена модернизация конструкции магнитометра [1–3] – один соленоид в камере датчика был заменен на два соосных.

На рис. 1 приведена схема конструкции камеры датчика магнитного поля. С помощью большого соленоида 12 с индуктивностью L₁ ≈ 0.52 Гн создавалось опорное поле смещения H_m, величину которого можно было изменять в диапазоне до 150 Э. Второй соленоид 11 поля подмагничивания с низкой индуктивностью, L₂ ≈ 0.049 Гн, позволял создавать слабое осциллирующее затухающее локальное магнитное поле с частотой более 500 кГц и амплитудой до 3 Э, меняющееся по закону (1) [5, 6] со следующими параметрами: коэффициент затухания β = r₂/(2L₂), где r₂ – остаточное сопротивление соленоида L₂ для случаев намотки катушки из несверхпроводящего провода; собственная частота колебательного контура Ω = (ω² – β²)^1/2, где ω² = 1/(L₂C).

Таким образом, перпендикулярно к поверхности эпитаксиальной пленки YBCO, находящейся в сверхпроводящем состоянии, прилагается суммарное поле, созданное двумя соосно расположенными соленоидами:

На рис. 2 приведена блок-схема двухступенчатого магнитометра, реализующая предложенный способ. Как было показано в [9], высокотемпературные сверхпроводники YBCO являются управляемыми реверсивными запоминающими средами. В качестве такой среды и выступала эпитаксиальная пленка YBCO с резким скачком магнитного отклика при H_ic1 двойников. Суммарное поле, т.е. опорное магнитное поле смещения и осциллирующее затухающее локальное магнитное поле с амплитудой Н_о1exp(–βt), позволяло управлять процессом многократной записи и стирания плотности затухающего магнитного поля в пленке. Попадая в эту среду, слабые магнитные поля суммируются с сильным пороговым опорным полем смещения и слабым полем подмагничивания. В результате создается линейная высокоточная усиливающая среда для слабых магнитных полей. Далее усиленный сигнал, преодолев порог чувствительности, легко обнаруживается и преобразуется в электрическое напряжение с помощью п.Х.

Процедура установления значения искомого поля |Н_p| происходила следующим образом. Сначала задавалась величина опорного поля смещения, очень близкая к H_ic1. Пиковое значение амплитуды искомого поля |Н_p| удалось определить после добавления к нему выбранного значения H_m и осциллирующего затухающего локального магнитного поля с амплитудой Н_о1exp(–βt), меняющейся в узкой полосе ΔН_о, путем изменения значения (q – p)Н_о1 до реализации условия:

Из уравнения (3) определяли значение |Н_p|. Значение ΔН_о соответствовало минимальному шагу изменения H_m, так что ΔН_о$ \ll $ H_m. В уравнении (3) q и p – это числа изменения количества ступеней Н_о1, представляющие собой меру добавки или вычитания поля Н_о1 в левой части уравнения (3) до достижения точного значения H_ic1. Значения q и p фиксировались с помощью компьютера 11 (см. рис. 2). Как видно из формулы (3), при фиксированном H_ic1 и изменении внешнего магнитного поля в диапазоне

можно с высокой чувствительностью регистрировать слабые магнитные поля.

Выбирая пленки с достаточно большими значениями H_ic1 и меняя H_m по ф-ле (3) в диапазоне 90–130 Э (см. ниже рис. 5а) для пленки (образец № 1) и 190–250 Э для текстурированного квазимонокристаллического образца (№ 2) (см. ниже рис. 6а), можно создать широкодиапазонный магнитометр. Кроме того, выполнение следующих неравенств:

т.е. использование избирательного сужения области измерения, позволяет существенно увеличить линейность, точность и помехоустойчивость магнитометра.

Функционирование двухступенчатого холловского магнитометра (д.х.м.), действующего по принципу следящей системы, заключается в следующем. По команде компьютера 11 (см. рис. 2) или от блока ручного управления 10 регулируемый источник постоянного тока 3 подключается к соленоиду опорного магнитного поля смещения L₁, и в нем создается поле H_m. Далее, возникший в пленке сигнал отклика регистрируется с помощью базового холловского магнитометра 1, выходной сигнал которого подается на один из входов компаратора 4, выход которого в свою очередь подключен ко входу триггера 5. Выходы триггера 5 подключены ко входам схем логического умножения 7, 8, выдающих разрешение на поочередное подключение к счетным входам двоично-десятичных реверсивных счетчиков плеч положительной 9  ′ и отрицательной 9 ′′ полярности тока разрядных генераторов 2 прямоугольных импульсов. Выходы плеч положительной и отрицательной полярности тока биполярного источника через дроссели подключены ко входам токовых ключей и через резисторы R₁, R₂ – ко второму входу компаратора 4. Токовые ключи по команде компаратора 4 поочередно через емкость C и резистор R подключают выходы разрядных генераторов к соленоиду поля подмагничивания. Таким образом, поле подмагничивания осциллирующего затухающего локального магнитного поля в камере преобразователя магнитного поля суммируется с опорным магнитным полем смещения.

Поле подмагничивания создается соленоидом L₂. При поступлении от компаратора 4 импульсов в плечо тока положительной полярности токовые ключи соединяют слаботочный регулируемый биполярный источник тока 2 с соленоидом L₂, в результате в нем происходит накопление магнитной энергии. При смене полярностей импульсов, поступающих от компаратора 4 в токовые ключи, с помощью схемы логического умножения 7 происходит переключение плеча тока положительной полярности слаботочного биполярного источника тока 2 соленоида поля подмагничивания на резистор R и включение в цепь соленоида L₂ емкости С. Это приводит к зарядке конденсатора С и к преобразованию магнитной энергии в электрическую. В результате последовательных преобразований магнитной энергии в электрическую и наоборот в L₂C-контуре возникает поле положительной полярности, описываемое уравнением (1).

При получении от компаратора 4 импульса, дающего разрешение на смену полярности выходного напряжения биполярного источника 2, к токовым ключам с помощью схемы логического умножения 8 подсоединяется плечо тока отрицательной полярности и через соленоид L₂ начинает протекать ток обратного направления. В этом случае накопление магнитной энергии в L₂, а также зарядка и разрядка емкости C происходят аналогично описанному выше способу. В результате в соленоиде L₂ создается высокостабильное однородное осциллирующее затухающее локальное магнитное поле отрицательной полярности с амплитудой –Н_о1exp(–βt).

Таким образом, путем переключений выходных напряжений источника 2 в соленоиде L₂ создается высокостабильное биполярное однородное осциллирующее затухающее локальное магнитное поле:

Здесь H_01i, Н_01j – заданные напряженности магнитных полей подмагничивания; t – время; i, j = 0, 1, 2 , …, N, где N число ступеней, заданных амплитудой Н_о1exp(–βt) осциллирующего затухающего локального магнитного поля.

На рис. 3 приведена блок-схема плеча тока положительной полярности биполярного источника питания соленоида поля подмагничивания. Схема работает следующим образом. Сигналы генератора прямоугольных импульсов подаются на схему логического умножения, с выхода которой поступают на счетный вход двоично-десятичного реверсивного счетчика младшего разряда ДДРС₁. Последний после заполнения последовательно передает импульсы на счетные входы счетчиков старших разрядов ДДРС₂–ДДРС_N. Сигналы на выходах ДДРС предварительно, в соответствии с токами соленоида опорного магнитного поля смещения, устанавливаются с помощью кодовых переключателей КП, соединенных с задающими входами ДДРС, или с помощью компьютера. При поступлении выходных сигналов ДДРС токовые ключи ТК соединяют выходы разрядных генераторов биполярных источников тока БИТ с соленоидом поля подмагничивания.

Работа плеча тока отрицательной полярности биполярного источника питания соленоида поля подмагничивания происходит аналогичным образом. В соответствии с выходным сигналом компаратора на счетный вход ДДРС₁ поступают сигналы от генератора прямоугольных импульсов, которые изменяют содержащуюся в ДДРС информацию, регулирующую число ступеней Н_о1exp(–βt) осциллирующего затухающего локального магнитного поля, и это продолжается до тех пор, пока измеряемое поле |Н_p| не будет обнаружено.

На рис. 4 приведена блок-схема базового холловского магнитометра первой ступени. Магнитометр работает следующим образом. Синусоидальный сигнал от задающего генератора ГСН поступает на регулируемый источник тока РИТ, питающий п.Х. Сигналы с контактов п.Х. через повторители напряжения ПН_1,2 поступают на входы масштабного дифференциального усилителя МДУ, коэффициент усиления которого в зависимости от уровня измеряемого сигнала устанавливается вручную (на схеме не показано) или при помощи компьютера. Далее, сигнал с выхода МДУ подается на один из входов дифференциального усилителя ДУ₁, на другой вход которого через фазовращатель Ф поступает сигнал с компенсирующего сопротивления R_к. Выход ДУ₁ подключен на вход синхронного детектора СД, на опорный вход которого подается сигнал от ГСН. Далее, остаточный выходной сигнал СД вычитается ДУ₂, а полезный сигнал усиливается и поступает в компьютер. Так как сигналы с холловских контактов и от R_к равны по амплитуде, то всякое неконтролируемое изменение амплитуды тока через п.Х. и уход его фазы дополнительно компенсируются ДУ₁.

Настраивают магнитометр резисторами R₁–R₄, добиваясь наименьшего показания СД при отсутствии внешнего магнитного поля. Затем остаточный выходной сигнал СД компенсируется и усиливается ДУ₂. Благодаря применению процедуры “первоначального вычитания–усиления–повторного двукратного вычитания” повышается точность компенсации остаточного напряжения (уровень э.д.с. Холла намного повышается по сравнению с уровнем собственных шумов операционных усилителей). С ростом рабочей частоты в традиционных схемах увеличивается разность фаз между током через п.Х. и э.д.с. Холла. Это приводит к искажению магнитополевой зависимости э.д.с. Холла в случае регистрации слабых магнитных полей. Исключение искажения в предложенном магнитометре осуществляется путем подгонки к нулю фазы между током через п.Х. и э.д.с. Холла и прецизионным регулированием с помощью R_к напряжения на входе Ф. Такую высокоточную процедуру удается осуществить за счет высоколинейного, прецизионного фазовращателя, работающего в широком частотном диапазоне.

При гелиевых температурах магнитное поле образца, находящегося вблизи поверхности пленки с п.Х., измерялось работающим в замкнутом режиме магнитометром, причем измерительная часть камеры датчика помещалась внутри сверхпроводящего экрана, а вся система – внутри цилиндрического магнитного экрана, изготовленного из алюминия и пермаллоя. В случае азотных температур, когда сверхпроводящий экран переходит в нормальное состояние, магнитное поле Земли и все возможные наводки экранировались внешним большим экраном. При использовании магнитометра в качестве открытой системы внутренний и наружный магнитные экраны не использовались, а магнитное поле Земли компенсировалось с помощью соленоида третьей наружной секции соосных соленоидов с индуктивностью L₃ ≈ 0.049 Гн. Эта компенсация осуществлялась путем пропускания через соленоид L₃ постоянного тока регулируемого источника 13 (см. рис. 2), управляемого с помощью схемы логического умножения 12 и компьютера 11. Для регистрации в пространстве слабых постоянных и переменных магнитных полей магнитометр для такой открытой системы работал в качестве “антенны”.

На рис. 5 приведены зависимости B_tr(Н_о) эпитаксиальных пленок YBCO, полученные в разных технологических циклах (см. ниже). Измерения проведены с помощью предложенного д.х.м. для большого шага ΔН_о (рис. 5а) и для малого шага изменения значения ΔН_о1 в районе скачков (рис. 5б). Согласно рис. 5, скачки на зависимостях B_tr(Н_о) для разных эпитаксиальных пленок YBCO происходят примерно при одинаковых значениях Н_о. Для работы магнитометра выбиралась пленка № 1, имеющая наиболее резкий переход в области скачка при более высоком значении H_ic1 (параметры пленки № 1 см. ниже).

На рис. 6а приведена зависимость B_tr(Н_о) для массивного образца YBCO № 2. Согласно зависимости, приведенной на вставке к рис. 6а, в монодоменах текстурованных квазимонокристаллических образцах также происходит резкое проникновение магнитного потока при распаде монодоменов на более мелкие суб- и нанокристаллиты.

На рис. 6б приведена зависимость линейных размеров a_gi кристаллитов и субкристаллитов от характерных значений Н_ic1 для массивного образца № 2. Согласно рис. 6б, с ростом поля линейные размеры a_gi субкристаллитов, участвующих в процессе захвата магнитного потока, уменьшаются от 0.36 до 0.081 мкм (принцип расчета a_g см. [5]). Погрешность определения a_gi обусловлена разбросом размеров субкристаллитов в силу нестрогой параллельности границ двойникования и непостоянства их периода. Диапазон изменения a_g аналогичен и для YBCO-пленок, что задает пределы изменения пространственного разрешения д.х.м.

На рис. 7 приведена диаграмма работы д.х.м. Алгоритм работы заключался в следующем. Сначала пленка при выключенных с помощью компьютера 11 (см. рис. 2) источнике питания нагревателя 15 и схеме логического умножения 14 переводилась в сверхпроводящее состояние в нулевом магнитном поле, затем ступенчато подавалось опорное магнитное поле смещения H_о = H_m. Пос-ле снятия поля с помощью п.Х. измерялась плотность B_tr1 затухающего магнитного поля пленки и устанавливался сигнал P₁ на выходе компаратора 4. Таким способом измерялся коэффициент усиления K₁ магнитометра до возникновения скачка магнитного отклика YBCO-пленки на магнитное поле. Полученные данные вводились в компьютер 11. Далее на опорное поле смещения H_m накладывалось поле подмагничивания – осциллирующее затухающее локальное магнитное поле:

и одновременно обеспечивался доступ измеряемого магнитного поля Н_p к пленке.

В случае

менялся заранее установленный сигнал на выходе компаратора 4, переключалась полярность источника питания соленоида поля подмагничивания, и работа установки возвращалась в исходное состояние. После этого ступенчато подавалось магнитное поле с амплитудой H_о1exp(–βt) меньшего уровня, так что и процедура поиска продолжалась до тех пор, пока не будет реализовано условие (4) и на выходе компаратора 4 не появится скачок сигнала из состояния P₁ к состоянию P₂.

Измеренное обновленное значение параметра B_tr2 также вводилось в компьютер 11 и определялся коэффициент усиления магнитометра с резкими скачками магнитного отклика пленки на опорное магнитное поле смещения и поле подмагничивания.

Результирующий коэффициент усиления разработанного д.х.м. определялся из формулы:

Так как магнитный отклик пленки пропорционален пиковому значению измеряемого поля H_p, то величина H_p определялась как разность между измеренными значениями:

Эпитаксиальные пленки YBCO цилиндрической формы диаметром 8 мм и толщиной h до 1 мкм с ориентацией оси $\vec {c}$ перпендикулярно плоскости подложки получены лазерным распылением на подложке NdGaO₃ (110) стехиометрической YBCO-мишени высокой плотности. Измеренная индуктивным методом критическая температура перехода в сверхпроводящее состояние составила Т_с ~ 92 К, а ширина сверхпроводящего перехода ∆Т_c ≈ 0.6 К (образец № 1). Для создающего опорное магнитное поле смещения большого соленоида L₁, намотанного медным проводом марки ПЭТВ-943 диаметром 0.25 мм, активное сопротивление составляло r₁≈ 20 Ом при температуре 77.4 К. Активные сопротивления соленоидов L₂ и L₃, намотанных медным проводом марки ПЭТВ-943 диаметром 0.17 мм, составляли r₂= r₃≈ 2.2 Ом при температуре 77.4 К. Емкость конденсатора, включенного параллельно к индуктивности L₂, составляла C ≈ 0.1 мкФ. Коэффициент затухания колебаний β ≈ 22 с^–1, собственная частота колебательного контура f ≈ ≈ 500 кГц. Параллельно большому соленоиду L₁ включен конденсатор емкостью C ≈ 0.3 мкФ. В этом случае коэффициент затухания колебаний β ≈ 20 с^–1, а собственная частота колебательного L₁C-контура – f ≈ 10 кГц. Частота синхронного переключения полей H_m и H_о1exp(–βt)cosΩt составляла f ≈ 1 кГц.

Для обеспечения работы магнитометра на более высоких частотах и в импульсном режиме необходимо вместо стандартного п.Х. использовать высокочастотные датчики. Путем изменения емкости, параллельно подключенной к соленоиду подмагничивания L₂, в диапазоне 0.01–0.1 мкФ, а емкости, подключенной к соленоиду L₁, в диапазоне 0.03–0.5 мкФ удалось обеспечить работу следящей системы на частотах выше 100 кГц и повысить быстродействие магнитометра. Так как в работах [1–3] индуктивность соленоида L₁ на порядок больше индуктивности L₂, быстродействие магнитометра [1–3] на порядок ниже предложенного в данной работе магнитометра. Быстродействие магнитометра ограничено скоростью процесса релаксации измеряемой плотности затухающего магнитного поля в пленке. В связи с тем, что после снятия ступенчато приложенного к пленке осциллирующего затухающего локального магнитного поля положительные и отрицательные полупериоды хвостовой части затухающего магнитного поля взаимокомпенсируются, рожденные этими полупериодами вихри и антивихри сверхпроводника быстро аннигилируют, препятствуя выходу вихрей из пленки и тем самым останавливая процесс магнитной релаксации в ней. Переключение с помощью следящей системы полярностей амплитуды H_о1exp(–βt) ступеней осциллирующего затухающего локального магнитного поля также приводило к жесткой временной фиксации плотности затухающего магнитного поля.

Согласно рис. 5a, значения B_tr между ступенями осциллирующего затухающего локального магнитного поля не меняются и при этом остаются постоянными в течение до 5 мин после снятия ступени. Согласно данным, приведенным на рис. 5, использованная в магнитометре эпитаксиальная пленка № 1 толщиной h ≈ 0.5 мкм имела следующие параметры: H_ic1 ≈ 120.252 Э, ∆B_tr ≈ 0.082 Гс, ∆Н_о ≈ 4.66 Э, Н_о1 ≈ 0.1 Э. Соответствующая этим параметрам амплитуда опорного магнитного поля смещения выбиралась равной H_m ≈ 120.251 Э. Такие характеристики обеспечивали чувствительность к суммарному полю в камере датчика К ≈ 8 ⋅ 10^–7 Гс/Гц^1/2, что более чем на порядок превышает чувствительность магнитометров [1–3]. При этом чувствительность K₁ разработанного базового магнитометра составляла ≈2.5 ⋅ 10^–3 Гс/Гц^1/2 [10].

Пространственное разрешение магнитометра определяется линейными размерами двойников, которые при поле H_ic1 ≈ 120.252 Э составляли a_g = = (Ф₀ /H_ic1)^1/2 ≈ 300 нм. Здесь Ф₀≈ 2.07 ⋅ 10^–7 Гс ⋅ см² – квант магнитного потока. Смещение рабочей точки холловского магнитометра с помощью опорного поля смещения H_m аналогично смещению напряжения прецизионных усилителей и позволяет не только повысить точность и линейность, но и расширить диапазон измерения магнитометра путем регулирования H_m в диапазоне 0–150 Э. Ступенчатое изменение величины (q ‒ p)H_ic1 в узком диапазоне измерения ΔН_о (см. уравнение (4)) позволило существенно сдвинуть диапазон измерения предложенного магнитометра в область слабых полей от значений 8 ⋅ 10^–7–2.5 ⋅ 10^–3 Э.

Для оценки чувствительности магнитометра сначала на сравнительно большом токе с помощью откалиброванного п.Х. устанавливалась постоянная (ток–поле) катушки L₁, а затем при известном токе определялась величина поля и вычислялась магнитная чувствительность магнитометра. Далее, после установления чувствительности базового магнитометра для тока на три порядка меньше тока через соленоид L₁, устанавливалась постоянная (ток–поле) катушек L₂ и L₃, после чего при известном токе определялась величина поля и вычислялась магнитная чувствительность магнитометра от суммарных полей соленоидов L₁ и L₂. Входной сигнал, соответствующий полю H_p, создавался с помощью соленоида L₃.

На рис. 8a приведен выходной сигнал компаратора, на один из входов которого с помощью резисторов через усилитель подавался опорный сигнал, пропорциональный току через L₃, а на второй вход – выходной сигнал магнитометра. При выравнивании сигналов происходил скачок выходного сигнала компаратора из состояния U₁ в состояние U₂. Установленное значение порогового сигнала соответствовало значению поля ≈8 ⋅ 10^–7 Гс/Гц^1/2. Для определения неизвестного измеряемого поля H_p, направленного под произвольным углом к поверхности пленки, его компоненты измерялись непосредственно на поверхности и вокруг образца. Для этого располагали три одинаковых по техническим характеристикам п.Х. на трех строго взаимно перпендикулярных гранях куба малого размера, который закреплялся на медной подложке. Таким образом измеряли три компоненты поля ${{H}_{{{{p}_{x}}}}},{{H}_{{{{p}_{y}}}}},{{H}_{{{{p}_{z}}}}}$, после чего определяли величину поля H_p = ${{(H_{{{{p}_{x}}}}^{2}\, + \,H_{{{{p}_{y}}}}^{2}\, + \,H_{{{{p}_{z}}}}^{2})}^{{1{\text{/}}2}}}$ произвольного направления. Если H_p направлено перпендикулярно к поверхности пленки с п.Х., то величина поля максимальна и легко измеряется.

Разработанный в [11] трехмерный сканирующий холловский микроскоп позволяет в однородном поле картографировать распределение слабых полей с разрешением 1 мкм, однако при приложении осциллирующего затухающего локального магнитного поля к исследуемому объекту можно добиться еще более высокого разрешения, ≈0.081 мкм [5, 6]. Именно этим способом нами были измерены все тензоры магнитного поля – основные элементы матрицы градиентов магнитного поля H_p:

При усовершенствовании сканирующего механизма микроскопа [11] путем установки пьезопреобразователя можно обнаружить двойники меньшего размера и измерить H_ic1 нанокристаллитов, что позволит достичь еще более высокого пространственного разрешения предлагаемого в данной работе магнитометра. В таких случаях размеры рабочей поверхности чувствительного элемента могут сравняться с размерами суб- и нанокристаллитов (10–300 нм) [5, 6]. Такое высокое пространственное разрешение превосходит данный параметр для преобразователей на основе гетеропереходов с двумерным электронным газом, имеющих размеры рабочей поверхности ~0.3 × × 0.3 мкм. Кроме того, как показано в [5, 6], в этом случае каждый нанокристаллит может захватывать по одному кванту магнитного потока, и скачки на магнитополевой зависимости плотности затухающего магнитного поля при поле H_ic1 (см. рис. 5) станут более резкими. Чувствительность магнитометра в этом случае повысится более чем на порядок и может достигнуть К ≈ 10^–8 Гс/Гц^1/2. Это превосходит чувствительность феррозондовых магнитометров при лучших (на порядки) значениях линейности и пространственного разрешения.

Благодаря трем факторам, а именно: смещению начала рабочей точки п.Х. (в данном случае до H_ic1 ≈ 120.252 Э), сужению диапазона его работы в районе ΔН_о ≈ 4.66 Э (см. рис. 5) и реализации зависимости (3), коэффициент нелинейности оказался меньше 0.01% (в основном обусловлен нелинейностью п.Х.) и не зависел от достигнутой высокой чувствительности и точности магнитометра во всем диапазоне измерений магнитометра. Для определения коэффициента нелинейности магнитометра через соленоид L₃ пропускали строго линейно нарастающий во времени ток и измеряли величину поля.

На рис. 8б приведены временные зависимости выходного сигнала магнитометра и поданного на второй вход дифференциального усилителя выходного напряжения усилителя, которое пропорционально току через соленоид L₃. На рис. 8в приведена временная зависимость выходного сигнала дифференциального усилителя, соответствующая разностному сигналу на выходах магнитометра и усилителя. По степени отклонения от линейности зависимостей тока и поля, а также по уровню нулевого сигнала на выходе дифференциального усилителя было установлено, что коэффициенты нелинейности и неточности усиливающей среды при выполнении магнитометром условия (3) в области слабых полей, <0.01%, уменьшались с ростом уровня сигнала.

Таким образом, можно сделать вывод, что создана линейная высокоточная усиливающая среда для слабых магнитных полей. Преимуществом предложенного способа магнитометрии является то, что измеряемая величина устанавливалась с помощью следящей поисковой системы, позволяющей менять амплитуду ступени поля H₁(t), согласно формуле (9), и путем подгонки опорного поля осуществлять реализацию формулы (4) с высокой точностью. Вследствие того что амплитуда ступенек H_о1exp(–βt) осциллирующего затухающего локального магнитного поля задавалась с помощью высокостабильных разрядных генераторов [12], стабильность и точность магнитометра существенно повышались, так как разряды, соответствующие измеряемому полю, фиксировались с высокой точностью.

Несмотря на то что разработанные нами методики и технологии находятся в стадии развития, полученные результаты уже сейчас позволяют сделать достаточно оптимистические прогнозы для оценки предельных значений таких параметров магнитометра, как чувствительность, линейность, точность, быстродействие и пространственное разрешение. Такие прогнозы базируются на следующих факторах:

а) минимальные размеры двойников могут достигать d ≈ 20 нм [7, 8] (и меньше);

б) с учетом размагничивающего фактора пленки значения H_ic1 двойников могут достигать 10⁴ Э при температуре ~ 77.4 K и до (5–10) ⋅ 10⁴ Э при 4.2 К;

в) чувствительность базового холовского магнитометра может составлять ≈ 10^–4 Гс/Гц^1/2 (см. [13] и приведенную там литературу);

г) эффективная площадь рабочей поверхности п.Х. меньше, чем заданный размер его рабочей поверхности (чувствительная зона п.Х. расположена в основном в узкой полосе вблизи холловских контактов [14]);

д) H_m/ΔН_о ≈ 10²–10⁴, (q – p)(ΔН_о/ΔН_о1) ≈ 10³.

Перечисленные выше факторы позволяют сделать вывод, что чувствительность д.х.м. может достигать ≥10^–9–10^–11 Гс/Гц^1/2 при пространственном разрешении ≈ 10–20 нм, при этом д.х.м. имеет высокую степень линейности, точности и быстродействия. Магнитометры с такими значениями чувствительности приближаются по чувствительности к СКВИД-магнитометрам, но превосходят их по остальным параметрам.

Исходя из полученных результатов, можно сделать следующие предположения и оценки. Так как значение результирующего коэффициента усиления двухступенчатого магнитометра напрямую зависит от коэффициента преобразования преобразователя магнитного поля и магнитометра первой ступени (см. формулу (11)), то если на первом этапе использовать магнитометр на основе СКВИД, обеспечивающий чувствительность ≈10^–8–10^–11 Гс/Гц^1/2 [15, 16], на втором этапе чувствительность может еще возрастать на ≈10^–2–10^–4 Гс/Гц^1/2. Кроме этого, как показано в [17], размеры СКВИД можно уменьшить до 100 нм. Такие предельные чувствительности магнитометра являются очень важными для высокоточного локального и селективного исследования квантово-механических процессов в веществах в условиях магнитного вакуума и низких температур при пространственном разрешении магнитометра ≈20 нм.