JPH05114110A - 磁歪振動ノイズを減少させた浮上型磁気ヘツド - Google Patents
磁歪振動ノイズを減少させた浮上型磁気ヘツドInfo
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- JPH05114110A JPH05114110A JP3273636A JP27363691A JPH05114110A JP H05114110 A JPH05114110 A JP H05114110A JP 3273636 A JP3273636 A JP 3273636A JP 27363691 A JP27363691 A JP 27363691A JP H05114110 A JPH05114110 A JP H05114110A
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Abstract
(57)【要約】
【目的】 浮上型磁気ヘッドの再生時のノイズを低減し
て、トラック位置の検出精度を高くする。 【構成】 単結晶磁性体を材料として用いる電磁変換素
子を有する磁気ヘッドの、媒体走行方向と平行な方向の
前記電磁変換素子中の単結晶磁性体の結晶方位が、前記
単結晶磁性体の有する＜１１１＞、＜１００＞方向の線
磁歪定数をλ111とλ100としたときに、｜λ111｜＋２
×１０-6≦｜λ100｜なる場合に於いては、＜１１１＞
を中心として０≦θ＜１０度、０≦φ≦３６０度を満足
する立体角３・ｓｉｎθ・ｃｏｓφの範囲であり、｜λ
111｜≧｜λ100｜＋２×１０-6なる場合に於いては、＜
１００＞を中心として０≦θ＜１０度、０≦φ≦３６０
度を満足する立体角sｉｎθ・ｃｏｓφの範囲であり、
単結晶磁性体がｍｏｌ％表示で２０≦ＭｎＯ≦４０、１
０≦ＺｎＯ≦２５、５０≦Ｆｅ2Ｏ3≦６５の化学組成の
単結晶ＭｎＺｎフェライトである。
て、トラック位置の検出精度を高くする。 【構成】 単結晶磁性体を材料として用いる電磁変換素
子を有する磁気ヘッドの、媒体走行方向と平行な方向の
前記電磁変換素子中の単結晶磁性体の結晶方位が、前記
単結晶磁性体の有する＜１１１＞、＜１００＞方向の線
磁歪定数をλ111とλ100としたときに、｜λ111｜＋２
×１０-6≦｜λ100｜なる場合に於いては、＜１１１＞
を中心として０≦θ＜１０度、０≦φ≦３６０度を満足
する立体角３・ｓｉｎθ・ｃｏｓφの範囲であり、｜λ
111｜≧｜λ100｜＋２×１０-6なる場合に於いては、＜
１００＞を中心として０≦θ＜１０度、０≦φ≦３６０
度を満足する立体角sｉｎθ・ｃｏｓφの範囲であり、
単結晶磁性体がｍｏｌ％表示で２０≦ＭｎＯ≦４０、１
０≦ＺｎＯ≦２５、５０≦Ｆｅ2Ｏ3≦６５の化学組成の
単結晶ＭｎＺｎフェライトである。
Description
【０００１】
【産業上の利用分野】本発明はコンピュータなどに用い
られる磁気記録装置において、磁気的信号および電気的
信号を電磁変換して信号の入出力を行う浮上型磁気ヘッ
ドに関するものである。
られる磁気記録装置において、磁気的信号および電気的
信号を電磁変換して信号の入出力を行う浮上型磁気ヘッ
ドに関するものである。
【０００２】
【従来の技術】外部記憶装置としての磁気記録装置に
は、高密度記録を指向して様々な技術が導入されてい
る。磁気記録装置に用いられる磁気ヘッドも、高密度記
録、再生を行うために高い性能が要求されている。磁気
ヘッドは記録の高密度化に対応するために、その記録再
生を司る電磁変換素子は狭トラック化が図られている。
狭トラック化が進んだ場合、素子には高効率の電磁変換
特性を要求されるが、この変換効率を上げるために素子
材料の単結晶化が行われている。電磁変換素子に用いら
れる単結晶材料の代表としては、ＭｎＺｎフェライトが
上げられる。素子の高性能化の目安としては、例えば永
田ら（電子通信学会技術研究報告８３（１９８３）１
１）によるような磁性体の異方性エネルギ−と磁歪の関
連に置いて、透磁率の変化という観点で議論されてき
た。即ち、高効率の電磁変換素子では、透磁率の高い材
料が必要となるということである。
は、高密度記録を指向して様々な技術が導入されてい
る。磁気記録装置に用いられる磁気ヘッドも、高密度記
録、再生を行うために高い性能が要求されている。磁気
ヘッドは記録の高密度化に対応するために、その記録再
生を司る電磁変換素子は狭トラック化が図られている。
狭トラック化が進んだ場合、素子には高効率の電磁変換
特性を要求されるが、この変換効率を上げるために素子
材料の単結晶化が行われている。電磁変換素子に用いら
れる単結晶材料の代表としては、ＭｎＺｎフェライトが
上げられる。素子の高性能化の目安としては、例えば永
田ら（電子通信学会技術研究報告８３（１９８３）１
１）によるような磁性体の異方性エネルギ−と磁歪の関
連に置いて、透磁率の変化という観点で議論されてき
た。即ち、高効率の電磁変換素子では、透磁率の高い材
料が必要となるということである。
【０００３】単結晶材料の磁歪現象については、例えば
麻生ら（ＩＥＥＥ ＴＲＡＮＳＡＣＴＩＯＮＳ ＯＮ
ＭＡＧＮＥＴＩＣＳ １４（１９７８）７６）によるよ
うな議論がなされている。この結果によれば、単結晶材
料の透磁率は誘導磁気異方性を介して磁歪の関数として
表現されるが、材料の持つ個々の線磁歪の値としてでは
なく飽和磁歪としての効果が問題とされており、結晶方
位に関する線磁歪定数の詳しい解析はなされていない。
これらの単結晶磁性体を電磁変換素子として用いた例と
しては、特開昭５７−５５５２２の様な技術が上げられ
る。電磁変換素子に単結晶体を用いることの最大の利点
は高い再生出力を得られるということである。先の永田
らや麻生らの結果から単結晶磁性体の透磁率は磁歪の値
を制御することで誘導磁気異方性エネルギ−を一定値の
範囲にし、高い透磁率を得ることができるが、前記の技
術では更に結晶の方位を特定の向きに選択することで誘
導磁気異方性エネルギ−を有効に制御し、高い性能の磁
気ヘッドを得ることに成功している。以上に述べた技術
内容は、高変換効率の素子を得るために磁気異方性を制
御する必要があり、この手段として誘導磁気異方性を生
じさせる磁歪現象を利用するというものである。また、
単結晶体の結晶方位の選択についても、向きによる磁歪
の変化から誘導磁気異方性を制御するための手段として
用いられているものである。しかし、磁歪現象は磁性体
の磁気的性質を変化させるだけでなく、材料の形状等に
関し力学的変化ももたらすものである。しかも磁気記録
の高密度化が進むにつれて今までは考慮されることのな
かった浮上型ヘッドに特有の技術課題が出現した。
麻生ら（ＩＥＥＥ ＴＲＡＮＳＡＣＴＩＯＮＳ ＯＮ
ＭＡＧＮＥＴＩＣＳ １４（１９７８）７６）によるよ
うな議論がなされている。この結果によれば、単結晶材
料の透磁率は誘導磁気異方性を介して磁歪の関数として
表現されるが、材料の持つ個々の線磁歪の値としてでは
なく飽和磁歪としての効果が問題とされており、結晶方
位に関する線磁歪定数の詳しい解析はなされていない。
これらの単結晶磁性体を電磁変換素子として用いた例と
しては、特開昭５７−５５５２２の様な技術が上げられ
る。電磁変換素子に単結晶体を用いることの最大の利点
は高い再生出力を得られるということである。先の永田
らや麻生らの結果から単結晶磁性体の透磁率は磁歪の値
を制御することで誘導磁気異方性エネルギ−を一定値の
範囲にし、高い透磁率を得ることができるが、前記の技
術では更に結晶の方位を特定の向きに選択することで誘
導磁気異方性エネルギ−を有効に制御し、高い性能の磁
気ヘッドを得ることに成功している。以上に述べた技術
内容は、高変換効率の素子を得るために磁気異方性を制
御する必要があり、この手段として誘導磁気異方性を生
じさせる磁歪現象を利用するというものである。また、
単結晶体の結晶方位の選択についても、向きによる磁歪
の変化から誘導磁気異方性を制御するための手段として
用いられているものである。しかし、磁歪現象は磁性体
の磁気的性質を変化させるだけでなく、材料の形状等に
関し力学的変化ももたらすものである。しかも磁気記録
の高密度化が進むにつれて今までは考慮されることのな
かった浮上型ヘッドに特有の技術課題が出現した。
【０００４】
【発明が解決しようとする課題】コンピュータの外部磁
気記録装置に用いられる浮上型磁気ヘッドは、単一の電
磁変換素子によって記録、再生を行っている。このため
信号記録時には素子を励磁する誘導コイルに大きな電流
が流れ、素子内の磁化状態を大きく変化させ、磁歪が零
でない磁性体は内部の磁化状態の変化によりその形状を
変化させる。この結果、素子は記録電流の変化にしたが
って膨張収縮を繰り返し、振動することになる。一方磁
気ヘッドは記録再生を行うトラック位置を決定するため
に、記録媒体のトラック位置の情報を得ることが必要で
あり、これには磁気ヘッドが瞬時にトラックサーボ信号
の再生を行う必要がある。しかしながら信号を切り換え
た後も減衰過程にある前記振動が残っており、信号記録
とトラック位置変更を連続して行うと、前記振動の影響
により再生信号に多大のノイズを生じることになる。こ
のノイズによってトラック位置信号の再生に不具合が生
じ、磁気ヘッドが作動しなくなると云う問題が存在す
る。この問題は電磁変換素子に単結晶磁性体を用いてい
る磁気ヘッドに顕著なものである。
気記録装置に用いられる浮上型磁気ヘッドは、単一の電
磁変換素子によって記録、再生を行っている。このため
信号記録時には素子を励磁する誘導コイルに大きな電流
が流れ、素子内の磁化状態を大きく変化させ、磁歪が零
でない磁性体は内部の磁化状態の変化によりその形状を
変化させる。この結果、素子は記録電流の変化にしたが
って膨張収縮を繰り返し、振動することになる。一方磁
気ヘッドは記録再生を行うトラック位置を決定するため
に、記録媒体のトラック位置の情報を得ることが必要で
あり、これには磁気ヘッドが瞬時にトラックサーボ信号
の再生を行う必要がある。しかしながら信号を切り換え
た後も減衰過程にある前記振動が残っており、信号記録
とトラック位置変更を連続して行うと、前記振動の影響
により再生信号に多大のノイズを生じることになる。こ
のノイズによってトラック位置信号の再生に不具合が生
じ、磁気ヘッドが作動しなくなると云う問題が存在す
る。この問題は電磁変換素子に単結晶磁性体を用いてい
る磁気ヘッドに顕著なものである。
【０００５】単結晶は結晶学的秩序が高いためその性質
が良く、機械的、磁気的、光学的など様々の分野の高性
能材料として用いられている。しかし結晶学的秩序の高
さは結晶体全体を結晶体を構成する単位格子の対称性に
よって決定されることになり、対称性が低く異方的であ
る。単結晶の有する異方性は、利用する用途によって性
能を向上させる重要な要素となるが、他の性質も異方的
となることから、その制御が難しくなっている。問題と
なる磁気ヘッドの振動はこの単結晶の磁歪の異方性が原
因となり、発生していると考えられる。前記の問題を解
決するためには、結晶学的に秩序が低く、等方的な多結
晶磁性体を素子材料とする事が考えられる。しかし、高
密度記録を達成するために狭トラック化、高周波化が進
むと、多結晶材では再生出力などに不足が生じたり、結
晶の秩序が低いことに起因するノイズが発生したりする
ため、単結晶材の使用が必要となる。このため単結晶磁
性体を用いて、いかに振動を小さくするかという点が技
術課題である。
が良く、機械的、磁気的、光学的など様々の分野の高性
能材料として用いられている。しかし結晶学的秩序の高
さは結晶体全体を結晶体を構成する単位格子の対称性に
よって決定されることになり、対称性が低く異方的であ
る。単結晶の有する異方性は、利用する用途によって性
能を向上させる重要な要素となるが、他の性質も異方的
となることから、その制御が難しくなっている。問題と
なる磁気ヘッドの振動はこの単結晶の磁歪の異方性が原
因となり、発生していると考えられる。前記の問題を解
決するためには、結晶学的に秩序が低く、等方的な多結
晶磁性体を素子材料とする事が考えられる。しかし、高
密度記録を達成するために狭トラック化、高周波化が進
むと、多結晶材では再生出力などに不足が生じたり、結
晶の秩序が低いことに起因するノイズが発生したりする
ため、単結晶材の使用が必要となる。このため単結晶磁
性体を用いて、いかに振動を小さくするかという点が技
術課題である。
【０００６】
【課題を解決するための手段】本発明は、単結晶磁性体
を材料として用いる電磁変換素子を有する磁気ヘッドに
於いて、媒体走行方向と平行な方向の前記電磁変換素子
中の前記単結晶磁性体の結晶方位が、前記単結晶磁性体
の有する＜１１１＞、＜１００＞方向の線磁歪定数λ
111とλ100に対して、｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ100
｜なる場合に於いては、＜１１１＞を中心として０≦θ
＜１０度、０≦φ≦３６０度を満足する立体角３・ｓｉ
ｎθ・ｃｏｓφの範囲であり、｜λ111｜≧｜λ100｜＋
２×１０-6なる場合に於いては、＜１００＞を中心とし
て０≦θ＜１０度、０≦φ≦３６０度を満足する立体角
ｓｉｎθ・ｃｏｓφの範囲であることを特徴とする浮上
型磁気ヘッドを提供するものである。立体角の定義につ
いては図２に示す。立体角は半径ｒの球において、中心
を始点、球面上を終点とするベクトルの集合を規定し、
ベクトルの終点の占める曲面によって、一定範囲の角度
にあるベクトルを定義するものである。極角をθ、回転
角をΦとすれば、半径１の単位球上の点の座標は、極座
標表示で（θ、Φ）、デカルト座標表示で（ｓｉｎθｃ
ｏｓΦ、ｓｉｎθｓｉｎΦ、ｃｏｓθ）で表される。こ
のとき、単位球上の点の集合、即ち面はその面積を与え
る表示によって表現することができる。単位球以外の場
合は、θΦはデカルト座標表示でｓｉｎθｃｏｓΦで近
似される。単位球以外の場合はｒ2θΦ、即ちｒ2ｓｉｎ
θｃｏｓΦになる。本発明の定義域では、中心ベクトル
が＜１００＞では、||＜１００＞||＝１となり、単位球
を用いた表現となり、＜１１１＞では||＜１１１＞||＝
√３であるからｒ2＝３となり、立体角は３ｓｉｎθｃ
ｏｓΦとなる。また本発明は、電磁変換素子を形成する
前記単結晶磁性体がｍｏｌ％表示で、２０≦ＭｎＯ≦４
０、１０≦ＺｎＯ≦２５、５０≦Ｆｅ2Ｏ3≦６５の化学
組成の単結晶ＭｎＺｎフェライトである浮上型磁気ヘッ
ドを提供するものである。
を材料として用いる電磁変換素子を有する磁気ヘッドに
於いて、媒体走行方向と平行な方向の前記電磁変換素子
中の前記単結晶磁性体の結晶方位が、前記単結晶磁性体
の有する＜１１１＞、＜１００＞方向の線磁歪定数λ
111とλ100に対して、｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ100
｜なる場合に於いては、＜１１１＞を中心として０≦θ
＜１０度、０≦φ≦３６０度を満足する立体角３・ｓｉ
ｎθ・ｃｏｓφの範囲であり、｜λ111｜≧｜λ100｜＋
２×１０-6なる場合に於いては、＜１００＞を中心とし
て０≦θ＜１０度、０≦φ≦３６０度を満足する立体角
ｓｉｎθ・ｃｏｓφの範囲であることを特徴とする浮上
型磁気ヘッドを提供するものである。立体角の定義につ
いては図２に示す。立体角は半径ｒの球において、中心
を始点、球面上を終点とするベクトルの集合を規定し、
ベクトルの終点の占める曲面によって、一定範囲の角度
にあるベクトルを定義するものである。極角をθ、回転
角をΦとすれば、半径１の単位球上の点の座標は、極座
標表示で（θ、Φ）、デカルト座標表示で（ｓｉｎθｃ
ｏｓΦ、ｓｉｎθｓｉｎΦ、ｃｏｓθ）で表される。こ
のとき、単位球上の点の集合、即ち面はその面積を与え
る表示によって表現することができる。単位球以外の場
合は、θΦはデカルト座標表示でｓｉｎθｃｏｓΦで近
似される。単位球以外の場合はｒ2θΦ、即ちｒ2ｓｉｎ
θｃｏｓΦになる。本発明の定義域では、中心ベクトル
が＜１００＞では、||＜１００＞||＝１となり、単位球
を用いた表現となり、＜１１１＞では||＜１１１＞||＝
√３であるからｒ2＝３となり、立体角は３ｓｉｎθｃ
ｏｓΦとなる。また本発明は、電磁変換素子を形成する
前記単結晶磁性体がｍｏｌ％表示で、２０≦ＭｎＯ≦４
０、１０≦ＺｎＯ≦２５、５０≦Ｆｅ2Ｏ3≦６５の化学
組成の単結晶ＭｎＺｎフェライトである浮上型磁気ヘッ
ドを提供するものである。
【０００７】
【作用】電磁変換素子の伸縮の振動は、前記単結晶磁性
体の結晶方位によって振幅は異なるものの、あらゆる方
向に振動する。これらのうち振動ノイズの原因となる振
動のモ−ドは、素子に巻かれた誘導コイルを変形させる
ものである。コイルの変形によって誘導される電流を減
少させるためには、コイル断面方向の振動を減少させる
必要がある。図１は電磁変換素子の概念図であるが、浮
上型磁気ヘッドにおいては、高密度記録を達成するため
に素子の幅１１は素子の厚さ１２に対して小さくなって
いる。磁歪による磁性体の変形は、歪む方向の長さに比
例することから、振動によるコイルの変形は幅１１の方
向で大きくなることがわかる。また電磁誘導による起電
力はコイル内を通る磁束の変化に比例するが、コイルの
変形による起電力に着目すると変形量が大きいほど起電
力が大きくなる。この結果から電磁変換素子の振動は媒
体走行方向と平行な向きの成分を小さくすることが必要
となる。
体の結晶方位によって振幅は異なるものの、あらゆる方
向に振動する。これらのうち振動ノイズの原因となる振
動のモ−ドは、素子に巻かれた誘導コイルを変形させる
ものである。コイルの変形によって誘導される電流を減
少させるためには、コイル断面方向の振動を減少させる
必要がある。図１は電磁変換素子の概念図であるが、浮
上型磁気ヘッドにおいては、高密度記録を達成するため
に素子の幅１１は素子の厚さ１２に対して小さくなって
いる。磁歪による磁性体の変形は、歪む方向の長さに比
例することから、振動によるコイルの変形は幅１１の方
向で大きくなることがわかる。また電磁誘導による起電
力はコイル内を通る磁束の変化に比例するが、コイルの
変形による起電力に着目すると変形量が大きいほど起電
力が大きくなる。この結果から電磁変換素子の振動は媒
体走行方向と平行な向きの成分を小さくすることが必要
となる。
【０００８】磁性体の磁歪振動は磁性体の持つ磁歪定数
の大きさに依存する。特に単結晶の磁性体の場合では、
結晶の方位によって磁歪定数が異なるため、振動の振幅
は結晶方位によって決定される。振幅を小さくするため
には磁歪定数を小さくすれば良いが、単結晶の磁性体で
は結晶方位による線磁歪定数λ111とλ100に対して、λ
111＝０、λ100＝０を同時に満足する材料は非常に稀で
あり、振動をなくすことは難しい。しかしλ111＝λ100
＝０を満足しない場合でも結晶方位を最適化することで
振幅を制御することが可能である。本発明では、単結晶
磁性体の線磁歪λ111とλ100の大小関係により、振幅が
最小となる結晶方位の範囲を選択することで振動ノイズ
の解決を図ることができる。
の大きさに依存する。特に単結晶の磁性体の場合では、
結晶の方位によって磁歪定数が異なるため、振動の振幅
は結晶方位によって決定される。振幅を小さくするため
には磁歪定数を小さくすれば良いが、単結晶の磁性体で
は結晶方位による線磁歪定数λ111とλ100に対して、λ
111＝０、λ100＝０を同時に満足する材料は非常に稀で
あり、振動をなくすことは難しい。しかしλ111＝λ100
＝０を満足しない場合でも結晶方位を最適化することで
振幅を制御することが可能である。本発明では、単結晶
磁性体の線磁歪λ111とλ100の大小関係により、振幅が
最小となる結晶方位の範囲を選択することで振動ノイズ
の解決を図ることができる。
【０００９】また、本発明は前記浮上型磁気ヘッドに置
いて前記電磁変換素子を形成する前記単結晶磁性体がｍ
ｏｌ％表示で２０≦ＭｎＯ≦４０、１０≦ＺｎＯ≦２
５、５０≦Ｆｅ2Ｏ3≦６５であるところの単結晶ＭｎＺ
ｎフェライトであることを特徴とする浮上型磁気ヘッド
である。磁気ヘッドにおいて高周波の記録再生を行うた
めには磁気損失を小さく押さえることが必要であり、特
に高周波に置ける渦電流損失を小さくするために電磁変
換素子材料として電気抵抗の大きな酸化物であるＭｎＺ
ｎフェライトが用いられる。電磁変換素子は信号再生に
おいて高い出力が求められるが、このために素子材料は
高い透磁率を有する必要がある。本発明において規定す
る範囲の化学組成を有する単結晶ＭｎＺｎフェライトは
保磁力が小さく、５ＭＨｚにおける透磁率μ≧３００の
領域である。単結晶ＭｎＺｎフェライトの組成が前記範
囲であれば、磁気ヘッド製作中にガラス接合等による応
力により透磁率が低下しても、実用上の性能は維持でき
る。図３は単結晶ＭｎＺｎフェライトについて測定され
た線磁歪λ111、λ100と、これらの磁歪より振幅が最小
となる結晶方位について示した図である。３１は｜λ
111｜＋２×１０-6≦｜λ100｜の条件で振動が最小とな
る方位が＜１００＞の方向となる領域、３２は｜λ111
｜≧｜λ100｜＋２×１０-6で＜１００＞となる領域で
ある。図３の線磁歪の値から、単結晶ＭｎＺｎフェライ
トの場合もλ111＝λ100＝０を満足する組成は存在せ
ず、且つλ111とλ100の絶対値が大きいことから、電磁
変換素子として用いる単結晶ＭｎＺｎフェライトの結晶
方位を前記の方法によって振動が最小となる向きに設定
することにより振動ノイズを小さく抑えることが可能で
ある。
いて前記電磁変換素子を形成する前記単結晶磁性体がｍ
ｏｌ％表示で２０≦ＭｎＯ≦４０、１０≦ＺｎＯ≦２
５、５０≦Ｆｅ2Ｏ3≦６５であるところの単結晶ＭｎＺ
ｎフェライトであることを特徴とする浮上型磁気ヘッド
である。磁気ヘッドにおいて高周波の記録再生を行うた
めには磁気損失を小さく押さえることが必要であり、特
に高周波に置ける渦電流損失を小さくするために電磁変
換素子材料として電気抵抗の大きな酸化物であるＭｎＺ
ｎフェライトが用いられる。電磁変換素子は信号再生に
おいて高い出力が求められるが、このために素子材料は
高い透磁率を有する必要がある。本発明において規定す
る範囲の化学組成を有する単結晶ＭｎＺｎフェライトは
保磁力が小さく、５ＭＨｚにおける透磁率μ≧３００の
領域である。単結晶ＭｎＺｎフェライトの組成が前記範
囲であれば、磁気ヘッド製作中にガラス接合等による応
力により透磁率が低下しても、実用上の性能は維持でき
る。図３は単結晶ＭｎＺｎフェライトについて測定され
た線磁歪λ111、λ100と、これらの磁歪より振幅が最小
となる結晶方位について示した図である。３１は｜λ
111｜＋２×１０-6≦｜λ100｜の条件で振動が最小とな
る方位が＜１００＞の方向となる領域、３２は｜λ111
｜≧｜λ100｜＋２×１０-6で＜１００＞となる領域で
ある。図３の線磁歪の値から、単結晶ＭｎＺｎフェライ
トの場合もλ111＝λ100＝０を満足する組成は存在せ
ず、且つλ111とλ100の絶対値が大きいことから、電磁
変換素子として用いる単結晶ＭｎＺｎフェライトの結晶
方位を前記の方法によって振動が最小となる向きに設定
することにより振動ノイズを小さく抑えることが可能で
ある。
【００１０】
【実施例】図１０に線磁歪λ111＝７×１０-6、λ100＝
−５×１０-6の単結晶ＭｎＺｎフェライトを用いた電磁
変換素子の振動ノイズの測定結果を示す。測定は７０μ
ｓの間記録電流を流して素子を励磁し、後に１００μｓ
の間の素子からの出力波形を観察したものである。１０
１は素子の媒体走行方向と平行な方向の方位が［１１
１］の場合である。これにたいして１０２は素子の方位
が［１００］の場合である。本実施例の場合線磁歪の大
きさについては｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ100｜、
［１１１］を中心として０≦θ＜１０度、０≦φ≦３６
０度を満足する立体角３・ｓｉｎθ・ｃｏｓφの範囲を
満足している。１０１と１０２のノイズの振幅を比較す
ると１０１の方が明らかに小さくなっていることが分か
る。 また、｜λ111｜≧｜λ100｜＋２×１０-6なる場
合に於いても、＜１００＞を中心として０≦θ＜１０
度、０≦φ≦３６０度を満足する立体角sｉｎθ・ｃｏ
ｓφの範囲では、振動ノイズを小さく抑えることが可能
である。
−５×１０-6の単結晶ＭｎＺｎフェライトを用いた電磁
変換素子の振動ノイズの測定結果を示す。測定は７０μ
ｓの間記録電流を流して素子を励磁し、後に１００μｓ
の間の素子からの出力波形を観察したものである。１０
１は素子の媒体走行方向と平行な方向の方位が［１１
１］の場合である。これにたいして１０２は素子の方位
が［１００］の場合である。本実施例の場合線磁歪の大
きさについては｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ100｜、
［１１１］を中心として０≦θ＜１０度、０≦φ≦３６
０度を満足する立体角３・ｓｉｎθ・ｃｏｓφの範囲を
満足している。１０１と１０２のノイズの振幅を比較す
ると１０１の方が明らかに小さくなっていることが分か
る。 また、｜λ111｜≧｜λ100｜＋２×１０-6なる場
合に於いても、＜１００＞を中心として０≦θ＜１０
度、０≦φ≦３６０度を満足する立体角sｉｎθ・ｃｏ
ｓφの範囲では、振動ノイズを小さく抑えることが可能
である。
【００１１】磁歪振動の振幅は、磁歪による結晶の伸び
縮みの最大と最小の差で求めることができる。結晶の対
象性が立方晶系である場合の磁歪による伸縮は以下の式
で定義されている。 δ／L＝３／２×λ111（α1 2β1 2＋α2 2β2 2＋α3 2β3 2） ＋３λ111（α2α3β2β3＋α3α1β3β1＋α1α2β1β2） ここでδは伸び、Ｌは試料の長さを示している。またα
i（ｉ＝１，２，３）は磁化の向きのｘ軸、ｙ軸、ｚ軸
に対する方向余弦である。βi（ｉ＝１，２，３）は伸
縮量を観察する向きのｘ軸、ｙ軸、ｚ軸に対する方向余
弦である。観察方向βiを固定して磁化の向きαiを変化
させると(δ／L）の最大値と最小値を求めることがで
き、この差が観察方向βiの磁歪振動の振幅となる。こ
の結果を全てのβiについて計算を行うことにより結晶
方位による磁歪振動の振幅の変化を得ることができる。
図４は線磁歪定数λ100とλ111を変化させて結晶方位に
よる振幅の依存性を計算し、その最大値と最小値を求め
たものである。三角は最大値、丸は最小値である。最大
値は｜λ100｜＝｜λ111｜を中心に谷状になっており、
最小値は尾根状の値の分布を示している。最大値と最小
値の差は｜λ100｜＝｜λ111｜の領域で小さくなってお
り、線磁歪定数の絶対値の差が大きくなるに従って大き
くなる傾向を示している。以下振幅の変化について、図
４の特定の線磁歪の値の切辺、λ111＝７×１０-6とλ
100＝−７×１０-6を例に挙げ説明する。
縮みの最大と最小の差で求めることができる。結晶の対
象性が立方晶系である場合の磁歪による伸縮は以下の式
で定義されている。 δ／L＝３／２×λ111（α1 2β1 2＋α2 2β2 2＋α3 2β3 2） ＋３λ111（α2α3β2β3＋α3α1β3β1＋α1α2β1β2） ここでδは伸び、Ｌは試料の長さを示している。またα
i（ｉ＝１，２，３）は磁化の向きのｘ軸、ｙ軸、ｚ軸
に対する方向余弦である。βi（ｉ＝１，２，３）は伸
縮量を観察する向きのｘ軸、ｙ軸、ｚ軸に対する方向余
弦である。観察方向βiを固定して磁化の向きαiを変化
させると(δ／L）の最大値と最小値を求めることがで
き、この差が観察方向βiの磁歪振動の振幅となる。こ
の結果を全てのβiについて計算を行うことにより結晶
方位による磁歪振動の振幅の変化を得ることができる。
図４は線磁歪定数λ100とλ111を変化させて結晶方位に
よる振幅の依存性を計算し、その最大値と最小値を求め
たものである。三角は最大値、丸は最小値である。最大
値は｜λ100｜＝｜λ111｜を中心に谷状になっており、
最小値は尾根状の値の分布を示している。最大値と最小
値の差は｜λ100｜＝｜λ111｜の領域で小さくなってお
り、線磁歪定数の絶対値の差が大きくなるに従って大き
くなる傾向を示している。以下振幅の変化について、図
４の特定の線磁歪の値の切辺、λ111＝７×１０-6とλ
100＝−７×１０-6を例に挙げ説明する。
【００１２】図５にλ111＝７×１０-6、−１５×１０-
6≦λ100≦−１×１０-6の範囲で計算した単結晶磁性体
の磁歪振動の振幅の最大最小を示す。５１で示す三角は
最大値、５２で示す丸は最小値を示している。また、図
６にλ100＝−７×１０-6、１×１０-6≦λ111≦１５×
１０-6の範囲で計算した振幅の最大最小を示す。６１は
最大値、６２は最小値を示している。最大値および最小
値は単結晶体の方位を変化させたとき、観察方向の振幅
が、それぞれ最大または最小を取る結晶方位となった場
合の値である。図５の場合、λ100≦−９×１０-6で最
小値が７×１０-6の一定値になり、λ100≧−５×１０-
6では最大値が７×１０-6の一定値になる。図６の場合
では、λ111≦５×１０-6で最大値が７×１０-6の一定
値、λ111≧９×１０-6で最小が７×１０-6になり、そ
れぞれの場合で最大または最小の一方は値が変化する。
振幅の最小の方位は、その振幅の値が｜λ111｜、｜λ
100｜の値と一致することから、＜１１１＞、＜１００
＞になると考えられる。従って、図５、６に示すよう
に、｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ100｜は＜１００＞の
方向で、｜λ111｜≧｜λ100｜＋２×１０-6の範囲では
＜１１１＞の方向で、磁歪振動の振幅は小さくなる。こ
れは、λ100＝−７×１０-6、λ111＝７×１０-6の特定
の線磁歪定数の領域のみでなく、図４にも見られるよう
に、その他のλ100、λ111の線磁歪定数の領域でも成立
するものである。
6≦λ100≦−１×１０-6の範囲で計算した単結晶磁性体
の磁歪振動の振幅の最大最小を示す。５１で示す三角は
最大値、５２で示す丸は最小値を示している。また、図
６にλ100＝−７×１０-6、１×１０-6≦λ111≦１５×
１０-6の範囲で計算した振幅の最大最小を示す。６１は
最大値、６２は最小値を示している。最大値および最小
値は単結晶体の方位を変化させたとき、観察方向の振幅
が、それぞれ最大または最小を取る結晶方位となった場
合の値である。図５の場合、λ100≦−９×１０-6で最
小値が７×１０-6の一定値になり、λ100≧−５×１０-
6では最大値が７×１０-6の一定値になる。図６の場合
では、λ111≦５×１０-6で最大値が７×１０-6の一定
値、λ111≧９×１０-6で最小が７×１０-6になり、そ
れぞれの場合で最大または最小の一方は値が変化する。
振幅の最小の方位は、その振幅の値が｜λ111｜、｜λ
100｜の値と一致することから、＜１１１＞、＜１００
＞になると考えられる。従って、図５、６に示すよう
に、｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ100｜は＜１００＞の
方向で、｜λ111｜≧｜λ100｜＋２×１０-6の範囲では
＜１１１＞の方向で、磁歪振動の振幅は小さくなる。こ
れは、λ100＝−７×１０-6、λ111＝７×１０-6の特定
の線磁歪定数の領域のみでなく、図４にも見られるよう
に、その他のλ100、λ111の線磁歪定数の領域でも成立
するものである。
【００１３】図７は磁歪振動による単結晶磁性体全体の
結晶方位による振幅を計算によって求めた図である。７
１と７２は線磁歪定数が｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ
100｜の場合で、７１は（１００）、７２は（０１１）
への射影である。７３の曲線はそれぞれの観察面内の振
幅で、大きさは図原点からの距離で表されている。図８
も計算によって求めた結晶方位による磁歪振動の振幅を
示している。８１と８２は線磁歪定数が｜λ111｜≧２
×１０-6＋｜λ100｜の場合で、８１は（１００）、８
２は（０１１）への投影である。８３の曲線はそれぞれ
の観察面内の振幅で、大きさは図原点からの距離で表わ
されている。図７の７１と７２を比較すると、振幅は＜
１００＞近傍で最大、＜１１１＞近傍で最小となってい
る。実用に供する範囲は、＜１１１＞を中心として０≦
θ＜１０度、０≦φ≦３６０度を満足する立体角 ３・
ｓｉｎθ・ｃｏｓφの範囲である。また図８において８
１と８２を比較すると、＜１１１＞近傍で最大、＜１０
０＞近傍で最小となっている。同様に実用に供する範囲
は、＜１００＞を中心として０≦θ＜１０度、０≦φ≦
３６０度を満足する立体角 sｉｎθ・ｃｏｓφの範囲
である
結晶方位による振幅を計算によって求めた図である。７
１と７２は線磁歪定数が｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ
100｜の場合で、７１は（１００）、７２は（０１１）
への射影である。７３の曲線はそれぞれの観察面内の振
幅で、大きさは図原点からの距離で表されている。図８
も計算によって求めた結晶方位による磁歪振動の振幅を
示している。８１と８２は線磁歪定数が｜λ111｜≧２
×１０-6＋｜λ100｜の場合で、８１は（１００）、８
２は（０１１）への投影である。８３の曲線はそれぞれ
の観察面内の振幅で、大きさは図原点からの距離で表わ
されている。図７の７１と７２を比較すると、振幅は＜
１００＞近傍で最大、＜１１１＞近傍で最小となってい
る。実用に供する範囲は、＜１１１＞を中心として０≦
θ＜１０度、０≦φ≦３６０度を満足する立体角 ３・
ｓｉｎθ・ｃｏｓφの範囲である。また図８において８
１と８２を比較すると、＜１１１＞近傍で最大、＜１０
０＞近傍で最小となっている。同様に実用に供する範囲
は、＜１００＞を中心として０≦θ＜１０度、０≦φ≦
３６０度を満足する立体角 sｉｎθ・ｃｏｓφの範囲
である
【００１４】図７、図８にあげたような振幅の分布を詳
しく観察するために、(１００)と、(０１１)の断面から
見た振幅の変化を示す。図９は線磁歪の違いと観察方位
の違いによる磁歪振動の振幅に対して計算を行った結果
である。(ａ)は｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ100｜の条
件、(ｂ)は｜λ111｜≧｜λ100｜＋２×１０-6である。
観察面がａの条件で９１が（１００）、９２が（０１
１）、ｂの条件で９３が（１００）、９４が（０１１）
の場合の振幅を示している。横軸の角度は磁歪振動の観
察方向を示しており、［１００］を基準として（１０
０）では［０１０］までの間、（０１１）では［０１
１］までの間の９０度の範囲の角度である。９１は［１
１１］近傍で最小となり、９２は［１１１］近傍で最小
となっている。また９３は［１００］と［０１０］、９
４も［１００］で最小となっている。よって(ａ)では観
察方位が［１１１］近傍で振幅の最小を与えており、
(ｂ)では［１００］近傍において最小を示している。そ
れぞれの最小値近傍を見ると、最小値を与える角を中心
として±１０度の範囲では、振幅の最小値との差が１×
１０-6より小さくなっている。一般に磁歪現象は１×１
０-6以上の量が問題とされ、１０-7オ−ダ−の量は無視
できるほど小さいとされている。１０-6オ−ダ−以上の
磁歪のエネルギ−は、軟磁性材料の磁気異方性エネルギ
−と同等の値となっており、１×１０-6以下の値は十分
に小さい。しかも、振動のエネルギ−は、振幅の２乗に
比例することから、１×１０-6以下の磁歪振動エネルギ
−の変化は全体のエネルギ−に対して１％オ−ダ−とな
り無視できる。よって、本発明で規定する範囲の角度で
は、磁歪振動の様子が同等と考えることができる。図４
〜図１０の結果を総合すると、線磁歪定数λ111とλ100
の絶対値の大小関係が一定範囲にある結晶方位を選択す
ることにより、磁歪振動の振幅を小さくできることがわ
かる。以上の結果から、磁歪振動の振幅が最小となる向
きを媒体走行方向と平行な向きに設定することで、素子
の振動によるノイズを最小とする事ができる。従って、
振動ノイズの無い高性能の浮上型磁気ヘッドを得るため
には、ヘッドの出力等を考え合わせると必ずしも最良の
状態とは言えないλ111＝λ100＝０に最も近い磁歪定数
の方位を選択する必要はなく、本発明で規定する立体角
の範囲の単結晶磁性体を選択すれば良いわけである。
しく観察するために、(１００)と、(０１１)の断面から
見た振幅の変化を示す。図９は線磁歪の違いと観察方位
の違いによる磁歪振動の振幅に対して計算を行った結果
である。(ａ)は｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ100｜の条
件、(ｂ)は｜λ111｜≧｜λ100｜＋２×１０-6である。
観察面がａの条件で９１が（１００）、９２が（０１
１）、ｂの条件で９３が（１００）、９４が（０１１）
の場合の振幅を示している。横軸の角度は磁歪振動の観
察方向を示しており、［１００］を基準として（１０
０）では［０１０］までの間、（０１１）では［０１
１］までの間の９０度の範囲の角度である。９１は［１
１１］近傍で最小となり、９２は［１１１］近傍で最小
となっている。また９３は［１００］と［０１０］、９
４も［１００］で最小となっている。よって(ａ)では観
察方位が［１１１］近傍で振幅の最小を与えており、
(ｂ)では［１００］近傍において最小を示している。そ
れぞれの最小値近傍を見ると、最小値を与える角を中心
として±１０度の範囲では、振幅の最小値との差が１×
１０-6より小さくなっている。一般に磁歪現象は１×１
０-6以上の量が問題とされ、１０-7オ−ダ−の量は無視
できるほど小さいとされている。１０-6オ−ダ−以上の
磁歪のエネルギ−は、軟磁性材料の磁気異方性エネルギ
−と同等の値となっており、１×１０-6以下の値は十分
に小さい。しかも、振動のエネルギ−は、振幅の２乗に
比例することから、１×１０-6以下の磁歪振動エネルギ
−の変化は全体のエネルギ−に対して１％オ−ダ−とな
り無視できる。よって、本発明で規定する範囲の角度で
は、磁歪振動の様子が同等と考えることができる。図４
〜図１０の結果を総合すると、線磁歪定数λ111とλ100
の絶対値の大小関係が一定範囲にある結晶方位を選択す
ることにより、磁歪振動の振幅を小さくできることがわ
かる。以上の結果から、磁歪振動の振幅が最小となる向
きを媒体走行方向と平行な向きに設定することで、素子
の振動によるノイズを最小とする事ができる。従って、
振動ノイズの無い高性能の浮上型磁気ヘッドを得るため
には、ヘッドの出力等を考え合わせると必ずしも最良の
状態とは言えないλ111＝λ100＝０に最も近い磁歪定数
の方位を選択する必要はなく、本発明で規定する立体角
の範囲の単結晶磁性体を選択すれば良いわけである。
【００１５】
【発明の効果】本発明による電磁変換素子の単結晶材料
の線磁歪と結晶方位の関係を用いることにより、電磁変
換素子の磁歪振動を減少させる方位を選択することがで
きる。この素子を用いることで浮上型磁気ヘッドに置い
て問題となった振動ノイズを減少させることが可能であ
る。
の線磁歪と結晶方位の関係を用いることにより、電磁変
換素子の磁歪振動を減少させる方位を選択することがで
きる。この素子を用いることで浮上型磁気ヘッドに置い
て問題となった振動ノイズを減少させることが可能であ
る。
【図１】電磁変換素子を示す概念図である。
【図２】立体角の定義を示す図。
【図３】単結晶ＭｎＺｎフェライトについて、最小を示
す結晶方位の磁歪依存を示す図である。
す結晶方位の磁歪依存を示す図である。
【図４】λ111とλ100とを変化させた場合の振幅の変化
を示す図である。
を示す図である。
【図５】λ111を一定としλ100を変化させた場合の振幅
の変化を示す図である。
の変化を示す図である。
【図６】λ100を一定としλ111を変化させた場合の振幅
の変化を示す図である。
の変化を示す図である。
【図７】｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ100｜の場合の振
幅の様子を示す図である。
幅の様子を示す図である。
【図８】｜λ111｜≧｜λ100｜＋２×１０-6の場合の振
幅の様子を示す図である。
幅の様子を示す図である。
【図９】観察方位による振幅の変化を示す図である。
【図１０】λ111＝５×１０-6、λ100＝−１３×１０-6
のＭｎＺｎフェライトからなる電磁変換素子の振動ノイ
ズの測定結果を示す図である。
のＭｎＺｎフェライトからなる電磁変換素子の振動ノイ
ズの測定結果を示す図である。
Claims (2)
- 【請求項１】 単結晶磁性体を材料として用いる電磁変
換素子を有する磁気ヘッドに於いて、媒体走行方向と平
行な方向の前記電磁変換素子中の前記単結晶磁性体の結
晶方位が、前記単結晶磁性体の有する＜１１１＞、＜１
００＞方向の線磁歪定数をλ111とλ100としたときに、 ｜λ111｜＋２×１０-6≦｜λ100｜なる場合に於いて
は、 ＜１１１＞を中心として０≦θ＜１０度、０≦φ≦３６
０度を満足する立体角３・ｓｉｎθ・ｃｏｓφの範囲で
あり、 ｜λ111｜≧｜λ100｜＋２×１０-6なる場合に於いて
は、 ＜１００＞を中心として０≦θ＜１０度、０≦φ≦３６
０度を満足する立体角sｉｎθ・ｃｏｓφの範囲である
浮上型磁気ヘッド。 - 【請求項２】 前記電磁変換素子を形成する前記単結晶
磁性体がｍｏｌ％表示で２０≦ＭｎＯ≦４０、１０≦Ｚ
ｎＯ≦２５、５０≦Ｆｅ2Ｏ3≦６５の化学組成の単結晶
ＭｎＺｎフェライトである請求項１に記載の浮上型磁気
ヘッド。
Priority Applications (2)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP3273636A JPH05114110A (ja) | 1991-10-22 | 1991-10-22 | 磁歪振動ノイズを減少させた浮上型磁気ヘツド |
| US08/240,813 US5576912A (en) | 1991-10-22 | 1994-05-11 | Floating magnetic head with reduced magnetostriction vibration noise |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP3273636A JPH05114110A (ja) | 1991-10-22 | 1991-10-22 | 磁歪振動ノイズを減少させた浮上型磁気ヘツド |
Publications (1)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPH05114110A true JPH05114110A (ja) | 1993-05-07 |
Family
ID=17530459
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP3273636A Pending JPH05114110A (ja) | 1991-10-22 | 1991-10-22 | 磁歪振動ノイズを減少させた浮上型磁気ヘツド |
Country Status (2)
| Country | Link |
|---|---|
| US (1) | US5576912A (ja) |
| JP (1) | JPH05114110A (ja) |
Families Citing this family (5)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JPH1031808A (ja) * | 1996-07-18 | 1998-02-03 | Sony Corp | 磁気ヘッド |
| JPH1049849A (ja) * | 1996-07-30 | 1998-02-20 | Mitsumi Electric Co Ltd | 磁気ディスク用磁気ヘッド及び磁気ヘッド装置 |
| JP3462019B2 (ja) * | 1996-10-23 | 2003-11-05 | アルプス電気株式会社 | 磁気ヘッド |
| US6352649B1 (en) | 1998-10-01 | 2002-03-05 | Iowa State University Research Foundation Inc. | Material for magnetostrictive sensors and other applications based on ferrite materials |
| US6093337A (en) * | 1998-10-01 | 2000-07-25 | Iowa State University Research Foundation, Inc. | Material for magnetostrictive sensors and other applications based on ferrite materials |
Family Cites Families (3)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| DE2148554A1 (de) * | 1970-10-07 | 1972-04-13 | Philips Nv | Verfahren zur Herstellung eines polykristallinen Ferritkoerpers |
| JPS5755522A (en) * | 1980-09-22 | 1982-04-02 | Hitachi Ltd | Magnetic head |
| JPH0785291B2 (ja) * | 1986-07-07 | 1995-09-13 | ソニー株式会社 | 磁気ヘツド |
-
1991
- 1991-10-22 JP JP3273636A patent/JPH05114110A/ja active Pending
-
1994
- 1994-05-11 US US08/240,813 patent/US5576912A/en not_active Expired - Lifetime
Also Published As
| Publication number | Publication date |
|---|---|
| US5576912A (en) | 1996-11-19 |
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