книги из ГПНТБ / Миловзоров, В. П. Электромагнитные устройства автоматики учебник

Если для импульсов А и В определено условие, что они порознь создают в контуре 1-8-3-9-1 напряженность, лишь немного большую половины коэрци­ тивной, то реализуется логическая схема И, когда сигнал на выходе появится только после одновременной подачи импульсов А и В.

Трансфлюксоры в цифровой технике применяю т благодаря таким качествам, как почти полное отсутствие влияния вы ходной цепи на

входную и высокая экономичность.

К недостаткам ЗУ на трансфлюксорах следует отнести сложность изготовления сердечников и их отбраковки по магнитным характери­ стикам, а также сложность монтажа матриц для ЗУ.

§ 12.4. ЗАВИСИМОСТЬ СТРУКТУРЫ И СВОЙСТВ МАГНИТНОГО МАТЕРИАЛА ОТ ТОЛЩИНЫ ЕГО СЛОЯ

Как отмечалось в гл. XI, для увеличения объема и быстродействия матричных систем магнитной памяти диаметр кольцевых сердечников был доведен до 0,3—0,35 мм. Однако возникли технологические труд­ ности прошивки таких сердечников проводами, а сокращение времени

больше [2.17].

Дальнейшее сокращение времени цикла возможно за счет приме­ нения в матричных системах памяти магнитных элементов из тонких слоев ферромагнетика — магнитных пленок, вместо кольцевых сердеч­ ников. Малый объем каждого пленочного элемента позволяет сосредо­ точить в меньшем объеме, чем у элементов на кольцевых сердечниках, значительное количество информации.

Использование для пленок металлических ферромагнетиков — пер­ маллоев, имеющих точки Кюри значительно более высокие, чем ферри­ ты (см. гл. I), повышает температурную стабильность и допустимую рабочую температуру устройства памяти.

Важным преимуществом пленочных магнитных элементов является возможность применения для их изготовления вместе с управляющими шинами единой пленочной технологии —годного из перспективных на­ правлений микроминиатюризации электронной аппаратуры.

Структура и свойства тонких слоев ферромагнетика могут сущест­ венно отличаться от свойств относительно толстых слоев и массивных сердечников.

На рис. 12.6 приведены три варианта доменной структуры в случае тонких слоев ферромагнетика и теоретически рассчитанная зависи­ мость общей магнитной энергии W, соответствующей каждой из струк­ тур, от толщины слоя для пермаллоя с 81 % Ni и 19% Fe.

Как указывалось, в § 1.2, в ферромагнетике при отсутствии внеш­ него поля устанавливается такая доменная структура, которая соот­ ветствует минимуму общей магнитной энергии образца. Из рис. 12.6 очевидно, что в зависимости от толщины слоя энергетически выгодна одна из трех структур. Диапазоны толщины слоя соответствуют ленте, толстой пленке, тонкой пленке и очень тонкой пленке. Заметим, од­ нако, что терминология еще не установилась и тонкими магнитными

280

пыление в атмосфере газа или в вакууме и метод электролитического осаждения (гальваностегия).

Наиболее широко распространен метод получения магнитных пле­ нок путем конденсации паров ферромагнитного материала (пермаллоя или феррита) на тонкое стекло ( толщиной до 0,1 мм), помещенное в по­ стоянном магнитном поле. Чаще всего применяют пермаллой с содержа­ нием никеля 80—83%.

При осаждении на стекле, загороженном шаблоном с круглыми отверстиями, пары образуют тонкопленочные элементы в виде пятен, имеющих форму круга. Полученная таким образом пленка обладает

ярко выраженной одноосной магнитной анизотропией, причем направ­ ление наиболее легкого намагничивания совпадает с направлением магнитного поля, действовавшего в процессе образования пленки. Перпендикулярно этому направлению лежит направление трудного (тяжелого) намагничивания. Созданную данным способом анизотропию называют наведенной.

§ 12.5. ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЕ ТОНКИХ МАГНИТНЫХ ПЛЕНОК

Процесс перемагничивания тонких пленок протекает различно в за­ висимости от их строения и скорости нарастания внешнего поля. В от­ носительно слабых полях перемагничивание происходит преимущест­ венно за счет смещения границ домёнов, в более сильных — в резуль­ тате некогерентного (неоднородного) вращения вектора намагничен­ ности отдельных участков пленки вследствие дисперсии (разброса, отклонения от преимущественного) направления осей легкого намагни­ чивания этих участков. В однородной пленке перемагничивание проте-

282

кает путем когерентного (однородного) вращения вектора намагничен­ ности всех участков пленки.

Рассмотрим круглый тонкопленочный элемент, вся площадь ко­ торого представляет собой один домен. Такие элементы называют о д-

н о д о м è н н ы м и.

Напомним (см. гл. I), что магнитное состояние образца определяет­ ся как внешним приложенным к образцу полем //, так и внутренним

полем молекулярных токов, которое характеризуется намагниченно­ стью J:

В— Ро (Н ~Ь J)

Вобщем случае векторы Н и J не совпадают по направлению в про­ странстве. В тонкопленочном элементе их можно считать произвольно

Рис. 12.8. К анализу перемагничивання однодоменной тонкой магнитной пленки:

а — относительное расположение векторов в одноосном элементе; б — геометрическое место точек критической напряженности

ориентированными относительно осей легкого (Л) и трудного (Г) намагничивания, но расположенными всегда в плоскости пленки

(рис. 12.8, а). Величина вектора J неизменна, а направление, как будет показано далее, определяется величиной и направлением вектора Н.

Поведение однодоменного пленочного элемента во внешних полях можно описать, если известна зависимость энергии системы, отнесен­ ной к единице объема, от угла между намагниченностью пленки и на­ правлением, например, оси Л. При изменении величины и направле­ ния вектора внешнего поля Н изменяется и направление вектора на­ магниченности, который устанавливается в положение, соответству­ ющее минимальной энергии пленки для заданного Н.

Энергия системы для случая одноосной анизотропии складывается в основном [2.8] из двух составляющих: энергии магнитного момента во внешнем поле, которая обусловливается взаимодействием векторов намагниченности J и внешнего поля Н:

Wi = — ро J Н = — IhJ Н cos (ß — а),

283

и энергии магнитной анизотропии, т. е. энергии, необходимой для по­ ворота вектора намагниченности на угол а относительно оси Л:

W2 = К sin2 а,

в единице объема ферромагнетика из направления оси Л в направ­ ление оси Т.

Полная энергия

W — W1 -f W%= — \i0HJ cos (ß — а) + К sin2 а (12. 1)

может быть представлена через проекции векторов на направления осей

Л II Т (рис. 12.8, о)

где Ил — проекция на ось Л, называемая часто продольным полем; Нт— проекция на ось Т, называемая поперечным полем.

Скачкй магнитной индукции на вертикальных участках петель ги­ стерезиса объясняются резкой переориентацией вектора J (т. е. изме­ нением угла а на величину, близкую к 180°) под действием внешнего поля Н, когда оно достигает критических значений Якр, при которых вектор J переходит из одного устойчивого состояния равновесия в дру­ гое. Устойчивым состояниям равновесия соответствуют минимумы энергии VZ, неусточивым — максимумы. Используя эту связь, найдем геометрическое место точек, соответствующих Нкр на плоскости проек­ ций Нл — Нт, для чего продифференцируем (12.2) по а и приравняем производную нулю:

где Нк = 2/С/(.і0/ — величина, имеющая размерность напряженности

иназываемая полем анизотропии.

Сэтими обозначениями выражение (12.3) для относительной энер­ гии и^отн примет вид

При отсутствии внешнего поля (hM = hT = 0) выражение (12.5) приводится к виду sina-cosa = 0, которое дает, как и следовало ожи­ дать, состояния равновесия 0, 90, 180 и 270°. Устойчивому равновесию,

284

Подставляя а = 0; 90°; 180°; 270° в выражение второй производ­ ной при Нл = hT — 0

внешнего поля вектор намагниченности ориентирован в одном из на­ правлений оси Л (а — 0 или а = 180°) подобно состояниям + В, или — Вг сердечников.

При hjj и hT, отличных от нуля, из (12.5) для равновесных значений

означающее, что одному и тому же равновесному значению соответ­ ствуют значения кл и hT, лежащие на прямой линии, определяемой этим уравнением; причем угол а равен углу наклона этой прямой к оси Л (на рис. 12.8, б приведены две из таких прямых: CD и C'D').

Часть точек на прямых (12.6) соответствует устойчивым состояниям,

часть — неустойчивым. В устойчивых точках (минимумах)- -^ ™ >

285

Исключив а из (12.6) и (12.8), найдем уравнение кривой, называе­ мой а с т р о и д о й :

( 1 2 . 9 )

на которой лежат критические точки (например, точка Р для прямой CD на рис. 12.8, б). Из свойств астроиды* следует, что прямые (12.6) являются касательными к астроиде (12.9), а точки касания (точки Р и Р' для прямых CD и CD') отделяют устойчивые состояния равнове­

Таким образом, для того чтобы найти устойчивое равновесное по­ ложение вектора намагниченности, т. е. определить угол а при задан­ ных hj uhT, следует из точки (/i„7, hT) провести касательную к астроиде так, чтобы ордината hT оказалась с той же стороны оси абсцисс, что и точка касания. Угол наклона касательной и есть угол а. При этом из точек hji и hT, лежащих внутри астроиды (например, точка А на рис. рис. 12.8, б), можно провести две касательные к двум расположенным с одной стороны оси ветвям астроиды. Оба состояния являются устой­ чивыми. Вектор намагниченности будет находиться в том или ином положении в зависимости от предшествовавшего направления этого вектора. Такой случай аналогичен двум возможным значениям индук­ ции: -\-ВГили —В г в ферритовом сердечнике с идеальной прямоуголь­ ной петлей намагничивания при напряженностях, меньших коэрцитив­ ной. Найденный путем построения касательной угол между вектором намагниченности и вектором внешнего поля дает возможность полу­ чить все статические характеристики идеального пленочного эле­ мента и, в частности, петлю гистерезиса.

Отметим различие понятий петли гистерезиса тонкопленочного эле­ мента и петли гистерезиса элемента с замкнутым магнитопроводом, например кольцевого сердечника. В кольцевых сердечниках любая обмотка обязательно охватывает полностью весь магнитный пот ж. В случае круглого пленочного элемента магнитный поток, охватывае­ мый обмоткой, пропорционален косинусу угла между вектором нама­

Поэтому вид петли гистерезиса зависит от взаимного расположения

нормали N, вектора намагниченности J и оси легкого намагничива­ ния Л.

Удобно представить петлю гистерезиса в относительных координа­ тах h и ф, где

Ф

ф = —- = cos (у— а). ( 12. 11) UJ0

Смирнов В. И. Курс высшей математики, т. II. Гостехиздат, 195в

Подобным же образом происходит и обратный поворот вектора J, когда положительное поле h достигает состояния D (точки 16, 17 к 18).

Если внешнее поле h направлено вдоль оси Л, то касательные к аст­ роиде при любых значениях h также совпадают с осью Л, поворачиваясь скачком на 180° при прохождении полем h значений — 1 и 1. Петля ги­ стерезиса в этом случае принимает вид, приведенный на рис. 12.9, в.

Если поле h направлено вдоль оси трудного намагничивания Т, то при h — 0 вектор J занимает одно из положений вдоль оси Л в зави-

Рис. 12.9. Теоретические петли гистерезиса тонких пленок при различных направлениях вектора внешнего поля h и

обмоток

симости от предыдущего направления поля. По мере возрастания поля вектор J поворачивается в сторону оси Т и совпадает с положительным направлением этой оси, когда поле h становится равным 1. При отри­ цательных h вектор J отклоняется в противоположную сторону, сов­ падая с отрицательным направлением оси Т, когда h достигает значения

I. Уравнения (12.13) для этого случая принимают вид

означающий, что зависимость потока ф3, проходящего через обмотку w1, имеет вид окружности ( рис. 12.9, д).

288