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
цикла записи —считывания, доведенное до 1 мксек и даже до |
0,4— |
0,3 мксек, потребовало значительных адресных токов — до |
I а и |
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
пленками часто называют такие слои материала, по толщине которых может располагаться только один домён. Причем однодоменность по толщине не означает однодоменности по всей площади пленки, т. е. тонкая магнитная пленка может иметь структуру не только как на рис. 12.6, г, но и как на рис. 12.6, в. Толщина пленок, применяемых
вмагнитных элементах, колеблется от 200 до 15000 А.
Вслучае структуры пленки рис. 12.6, в между доменами, как и в массивных сердечниках, образуются домённые границы, имеющие, однако, свои особенности. В массивных сердечниках образуются так
называемые 180°-е границы Блоха, в которых вектор намагничен-
Рис. 12.6. Зависимость общей магнитной энергии от толщины слоя материала (а) с одноосной анизотропной для структур:
I б — замкнутой слоистой; в — замкнутой однослойной; г однодоменной
ности поворачивается так, что его конец описывает винтовую линию (рис. 12.7, а). В тонких же пленках преимущественно образуются 180°-е границы Неэля, в которых вектор намагниченности, поворачи ваясь, остается в плоскости пленки (рис. 12.7, б). «Закручивание» вектора для обоих видов границ может происходить и в ту, и в другую сторону и носит случайный характер. Принцип минимума энергии, примененный к оценке границ (рис. 12.7, в), показывает толщины пле нок, где границы Неэля энергетически выгодны.
Наличие однодомённой по толщине структуры пленок предопреде ляет и расположение в доменах векторов спонтанной намагниченности, которые, как правило, располагаются в плоскости пленки, так как их отклонение от плоскости пленки даже на один градус требует слишком большой энергии, а это маловероятно.
Известно несколько методов изготовления тонких пленок, основ ными из которых являются: осаждение паров металлов в вакууме, на-
28],
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-
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),
и энергии магнитной анизотропии, т. е. энергии, необходимой для по ворота вектора намагниченности на угол а относительно оси Л:
W2 = К sin2 а,
где К — п о с т о я н н а я |
а н и з о т р о п и и , представляющая |
собой энергию анизотропии, |
необходимую для поворота вектора J |
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)
W — — роНл] cosa — p0# 7-/sin a + /(sin2 a, |
(12.2) |
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:
— = Ро Нл J sin a —u0 Нт J cos a + 2/e sin a-cos a = 0. |
(12.3) |
da |
|
|
Удобно ввести относительные напряженности поля |
|
Нл = Л Г |
и hT = ~ , |
(12.4) |
нк |
нк |
|
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
1 |
% |
1 |
I • |
|
—— = hjj sin а — |
птcos a + stn a-cos a = |
|
aa |
|
|
|
|
= (\ -cos------------------a |
sin a |
1- l)/ |
sin a -cos a = 0 |
(12.5) |
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,
т. e. минимуму |
|
|
d2W |
0. |
энергии, должно соответствовать условие — |
•г, |
d W 0 T a ___г, |
О равновесие |
* |
|
В случае |
da2 |
< |
будет неустойчивым. |
|
Подставляя а = 0; 90°; 180°; 270° в выражение второй производ ной при Нл = hT — 0
|
|
d'2W„B |
cos2 а —sin2 а, |
|
|
da2 |
|
получим, |
что для |
а = 90° и 270° вторая производная равна — 1 <Г 0, |
а для а = |
0 и 180° |
равна + 1 > |
0. Последнее означает, что в отсутствие |
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
а получим условие |
|
|
. кт ___ 1 |
(12.6) |
sin а |
cos а |
’ |
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)- -^ ™ >
> 0, в неустойчивых (максимумах) |
|
< |
0, а в критических точ |
ках |
d2Wотн _ Q |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
da2 |
|
критических |
точек |
продифференцируем |
(12.5) |
Для нахождения |
и приравняем производную нулю: |
|
|
|
|
|
|
d2 W |
h .г |
|
|
hrp |
|
\ |
t |
|
|
о т н |
------ |
sin a-)-------- cos a |
/ |
sin a-cos a -f |
|
|
da2 |
cos2 a |
|
sin2 a |
|
|
|
|
+ |
( - ^ --------- ----- p l)(cos2a —sin2a) = 0 |
(12.7) |
|
|
cos a |
sin a |
|
|
|
|
|
|
Из (12.7) с учетом |
(12.6), а также учитывая, что sina-cosa ф О, |
получим |
Нгг |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
sinaH-------- cosa = 0 |
|
|
|
|
■- |
|
|
|
cos* a |
|
sm* a |
|
|
|
|
или, |
разделив на sin |
a*cos a, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
I |
hT |
0. |
|
|
(12.8) |
|
|
|
|
cos° a |
sin0 a |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
