Основные свойства магнитных материалов

14.1. ОСНОВНЫЕ СВЕДЕНИЯ О МАГНИТНЫХ СВОЙСТВАХ И КЛАССИФИКАЦИЯ МАГНИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ

Любой материал под действием внешнего магнитного поля при­обретает магнитный момент, т. е. намагничивается. Поскольку маг­нитное поле образуется при движении электрического заряда, есте­ственно полагать, что магнитный момент материалов проявляется в результате движения электронов, входящих в состав атомов (ионов, молекул). Магнитным моментом обладают также и ядра атомов. Од­нако их влиянием на магнитные свойства атомов можно пренебречь, так как магнитный момент ядра примерно на три десятичных поряд-

16*

ка меньше магнитного момента электронной оболочки атома. Каж­дый электрон атома осуществляет два вида движения: орбитальное и спиновое, создавая соответственно орбитальный магнитный момент М_орб и спиновой магнитный момент М_сп Полный магнитный момент атома М_ат представляет векторную сумму орбитальных и спиновых магнитных моментов всех (z) электронов данного атома:

М_ат =ХМ_ор6+£М_сп. (14.1)

1 1

В отсутствие внешнего магнитного поля магнитный момент ато­ма М_ат не равен нулю только при наличии незаполненной у него электронной оболочки (уровней). В заполненных электронных обо­лочках не только орбитальные, но и спиновые магнитные моменты электронов полностью скомпенсированы и М_ат = 0.

Для характеристики магнитных свойств материалов вводят сле­дующие величины:

В — магнитная индукция (плотность магнитного потока), Тл;

Н — напряженность магнитного поля, А/м;

М - намагниченность материала под действием магнитного поля, А/м, — это векторная сумма магнитных моментов N атомов М_ат, находящихся в единице объема V магнитного материала:

^У 1

к_т — магнитная восприимчивость (величина безразмерная), ха­рактеризует способность материала изменять свой магнитный мо­мент под действием внешнего магнитного поля, в вакууме к_т = 0;

|i — относительная магнитная проницаемость (или магнитная проницаемость) — величина безразмерная; = 1 + к_т.

Магнитная индукция В материала является векторной суммой магнитных индукций внешнего (намагничивающего) поля В₀ и внут­реннего поля В_вн:

В = В₀ + В_вн = д₀Н + РоМ = Ро(Н + М), (14.2)

где В₀ = РоН — магнитная индукция поля в вакууме; В_вн = р₀М = = к_тВ₀ — магнитная индукция внутреннего поля; р₀ — магнитная проницаемость вакуума, называемая магнитной постоянной, Ро = = 4л; -10"⁷, Гн/м.

Между намагниченностью материала М и напряженностью маг­нитного поля Н существует зависимость:

M = *_wH = H0i-l), (14.3)

(14.4)

Объединив выражения (14.2) и (14.3), получим

В = ИоН(1 + к_т) = РоРН.

Важной характеристикой магнитных материалов является маг­нитная проницаемость.

Магнитная проницаемость ji характеризует способность ма­териала намагничиваться; ji показывает, во сколько раз магнит­ная индукция поляу созданного в данном материале, больше, чем в вакууме.

Относительную магнитную проницаемость ц материала опреде­ляют, используя выражение

и=-4- <¹⁴-⁵>

Но Н

Кроме относительной магнитной проницаемости ц, в электро­технике пользуются также абсолютной магнитной проницаемостью ц_а, Гн/м:

ц_а = № = В/Н, а также другими видами (см. 14.2.5—14.2.7).

14.1.1. Диамагнетики

Диамагнетизм заключается в индуцировании внешним магнит­ным полем в электронных оболочках атомов, ионов или молекул магнитного момента (в том числе дополнительного). Поэтому он присущ всем материалам независимо от их агрегатного состояния и вида химической связи. В чистом виде диамагнетизм можно наблюдать только у тех материалов, в которых магнитный момент атома М_ат равен нулю. Такие материалы называют диамагнети- ками.

Диамагнетиками являются материалы, атомы, ионы или молекулы которых в отсутствие внешнего магнитного поля не имеют результи­рующего магнитного момента (М_ат = 0). В них существует только маг­нитный момент, наведенный внешним магнитным полем.

Для диамагнетиков характерно то, что у них вектор намагничен­ности направлен против вектора внешнего намагничивающего поля. По этой причине они подвергаются слабому выталкивающему дейст­вию последнего. Магнитная восприимчивость к_т диамагнетиков от­рицательная (к_т < 0) и по абсолютному значению очень мала (\к_т\ = Ю^-4- 10~⁸). В большинстве случаев к_т не зависит от температу­ры и напряженности магнитного поля. Магнитная проницаемость |± -у них немного меньше единицы (|i < 1).

Диамагнетиками являются все инертные газы, водород, аммиак и др., ряд металлов (Си, Ag, Аи, Zn, Pb, Hg и др.), металлоиды (Р, S, Si и др.), вещества неорганические (стекла, мрамор, вода и др.) и орга­нические (воск, нефть и др.). Значения к_т и некоторых диамагне­тиков приведены в табл. 14.1.

Таблица 14.1 Значения магнитной восприимчивости к_т и магнитной проницаемости ц для некоторых диамагнетиков и парамагнетиков

Вещество	К	И = 1 +кт
Диамагнетики
Висмут	-1,7- КГ^4	0,99983
Вода	-0,88-10"^5	0,9999912
Медь	-0,94-10"^5	0,9999906
Кремний	-0,3-10"^5	0,999997
Водород	-0,208-10"^8	0,9999999979
Парамагнетики
СаО	5,8-10"^3	1,0058
Платина	2,93-10"^4	1,000293
Алюминий	2,14-Ю"^4	1,000214
Воздух	3,65-Ю"^7	1,000000365

14.1.2. Парамагнетики

Атомы (ионы или молекулы) парамагнетиков в отсутствие внешне­го магнитного поля уже обладают собственным магнитным моментом, который обусловлен некомпенсированными в них спиновыми магнитны­ми моментами электронов. Поскольку обменное взаимодействие (см. гл. 1.4) между магнитными моментами атомов (ионов или молекул) равно нулю или очень мало, их магнитные моменты расположены беспорядочно (рис. 14.1, а), и результирующая намагниченность М материала равна нулю.

При приложении магнитного поля магнитные моменты атомов парамагнетиков ориентируются в направлении внешнего магнитного поля и усиливают его, т. е. проявляется положительная намагничен­ность (к_т > 0), вследствие чего они втягиваются в области с макси­мальной напряженностью магнитного поля. По абсолютному значе­нию к_т очень мала (\к_т\ = 10"³ - Ю^-4) и не зависит от напряженности магнитного поля, но зависит от температуры. Магнитная проницае­мость |х немного больше единицы (|i > 1). Значения к_т и \i некоторых парамагнетиков приведены в табл. 14.1.

Парамагнетизм проявляется у щелочных металлов (Na, К и др.); переходных металлов (Ti, V, Сг, Мп и др.), имеющих недо­строенную З^-электронную оболочку; редкоземельных элементов (лантаноидов) от церия Се до лютеция Lu, имеющих недостроен­
ную 4/-электронную оболочку. Однако переходные металлы Fe, Со и Ni имеют большие значения к_т и \i и являются типичными ферромагнетиками (см. гл. 14.1.3). Ферромагнетиками также явля­ются шесть лантаноидов: от гадолиния Gd до тулия Тт. Элемен­ты Мп, Сг, их оксиды и некоторые соединения Мп, хотя и имеют значения к_т и р, того же порядка, что и парамагнетики, по внут­ренней магнитной структуре они ближе к ферромагнетикам. На основании этого выделены в самостоятельную группу и названы антиферромагнетиками (см. 14.1.4).

14.1.3. Ферромагнетики

Ферромагнетизм является частным случаем парамагнетизма. У ферромагнетиков, как и у парамагнетиков, магнитные моменты атомов (ионов) обусловлены некомпенсированными в них спиновыми магнитными моментами электронов. Однако у ферромагнетиков в от­личие от парамагнетиков магнитные моменты атомов расположены не беспорядочно, а в результате обменного взаимодействия (см. гл. 1.4) ориентированы параллельно друг другу (рис. 14.1, б) с образова­нием магнитных доменов.

Магнитные домены представляют собой элементарные объемы ферромагнетиков, находящиеся в состоянии магнитного насыщения. В домене магнитные моменты всех атомов выстроены параллельно друг другу. Доменная структура образуется в отсутствие внешнего магнитного поля в результате самопроизвольной (<спонтанной) намаг­ниченности, которая происходит при температурах ниже некоторой, называемой точкой Кюри Т_к. Для чистого железа Т_к = 768°С, никеля!Г_К = 358⁰С, кобальта Т_к = 113ГС. Разбивка всего объема ферромаг­нетика на множество доменов энергетически выгодна.

Доменное строение ферромагнетиков является их характерной осо­бенностью, которое и обусловливает специфику магнитных свойств: магнитное насыщение, гистерезис, магнитострикцию и др.

-е- -е- -е- —е- —е- —е- —е- —е- —е- ^е- ^е- —е- —е- —е- —е- -е- б

-е-

е-

-е- -е- -е- -е^ -е*» -е- -е-

-о*-

-е- -е- -в*- —е- —е- —е- -е— -е— -е— -е- —в- —е- -е— -е— -е- -е- -е- -е-

Рис. 14.1. Схематическое изображение магнитных моментов атомов в отсутствие внешнего магнитного поля в парамагне­тиках (а), ферромагнетиках (б), антифер­ромагнетиках (в) и ферримагнетиках (г)

г

В отсутствие внешнего магнитного поля магнитные моменты доменов направлены так, что их результирующий магнитный мо­мент равен или близок нулю. Домены имеют размеры около 0,001—10 мм³ при толщине пограничных слоев между ними (гра­ниц) в несколько десятков ангстрем. В доменных границах проис­ходит постепенное изменение направления вектора намагничен­ности от одного домена к направлению вектора намагниченности в соседнем домене.

Магнитная восприимчивость к_т и магнитная проницаемость |± ферромагнетиков имеют большие положительные значения (|х до 10⁶) и сильно зависят от напряженности внешнего магнитного поля и температуры. Ферромагнетики легко намагничиваются уже в сла­бых магнитных полях.

При приложении магнитного поля магнитные моменты доменов ориентируются по полю, их границы смещаются и одни домены на­чинают укрупняться за счет других до тех пор, пока монокристалл не станет однодоменным, а его магнитный момент совпадет с направле­нием внешнего магнитного поля — намагничивание образца достиг­нет технического насыщения. Такое намагничивание называют техни­ческим и его следует отличать от спонтанного намагничивания, которое всегда присутствует внутри доменов.

При нагревании ферромагнетика его магнитная проницаемость возрастает, так как облегчаются процессы смещения доменных гра­ниц. При температуре, равной и выше Г_к, интенсивное тепловое движение ионов, находящихся в узлах кристаллической решетки, начнет изменять параметры этой решетки, в результате разрушится спонтанная намагниченность, домены перестанут существовать — материал перейдет из ферромагнитного состояния в парамагнитное (некоторые редкоземельные элементы переходят в антиферромаг­нитное состояние), и величина |± приблизится к единице (рис. 14.2). Для характеристики изменения магнитной проницаемости |± при из­менении температуры на один Кельвин пользуются температурным коэффициентом магнитной проницаемости ТКр,, К^-1:

ТКц = а (14.6)

^ц ц dT

К ферромагнетикам относятся три переходных металла (железо Fe, кобальт Со и никель Ni), имеющих недостроенную З^-электрон- ную оболочку, и сплавы на их основе; шесть редкоземельных эле­ментов (гадолиний Gd, тербий ТЬ, диспрозий Dy, гольмий Но, эр­бий Ег и тулий Тш), имеющих недостроенную 4/-электронную оболочку и очень низкие значения Т_к (табл. 14.2), что затрудняет их практическое применение; сплавы системы Мп—Си—А1 (сплавы Гейслера) и соединения MnSb, MnBi и др., в которых атомы марган­ца находятся на расстояниях, больших, чем в решетке кристалла чистого марганца (см. гл. 14.2.1)

Таблица 14.2 Точка Кюри Т_к(точка Нееля Т_и;см. гл. 14.1.4) ферромагнитных лантаноидов и сплавов на основе марганца

Материал	Точка Кюри (точка Нееля), °С	Материал	Точка Кюри (точка Нееля), °С
Гадолиний Тербий Диспрозий Гольмий	—54(—43) —188(—94) —253(—140)	Эрбий Тулий Сплав Гейслера Сплав марганца с 50 % висмута	—253(—188) —251(—213) 200 340

Примечание. Ниже Т_кматериал находится в ферромагнитном состоянии, ме­жду Т_ки Т_н— в антиферромагнитном, выше Т_и— в парамагнитном.

14.1.4. Антиферромагнетики

Антиферромагнетики — это материалы, атомы (ионы) которых об­ладают магнитным моментом, обусловленным, как у пара- и ферро­магнетиков, нескомпенсированными спиновыми магнитными момен­тами электронов. Однако у антиферромагнетиков магнитные моменты атомов под действием обменного взаимодействия (у них обменный интеграл отрицательный; см. гл. 14.2.1) приобретают не параллельную ориентацию, как у ферромагнетиков, а антипараллельную (противо­положную) (см. рис. 14.1, в) и полностью компенсируют друг друга. Поэтому антиферромагнетики не обладают магнитным моментом, и их магнитная восприимчивость k_m близка по величине к k_m парамагне­тиков. Для антиферромагнетиков, как и для ферромагнетиков, суще­ствует определенная температура, называемая точкой Нееля Г_н, при (и выше) которой антиферромагнитный порядок разрушается и материал переходит в парамагнитное состояние.

К антиферромагнетикам относятся: Mn, Сг, CuO, NiO, FeO, Сг₂О_э, NiCr, MnO, Mn₂0₃, MnS, V0₂ и довольно большое количество других соединений.

Рис. 14.2. Зависимость магнитной прони- Рис. 14.3. Принцип косвенного обменно- цаемости ц ферромагнетиков от темпера- го взаимодействия в ферритах

туры Т: Т_к — точка Кюри

14.1.5. Ферримагнетики

Ферримагнетики имеют доменную структуру, состоящую из двух или более подрешеток, связанных антиферромагнитно (антипараллель- но). Поскольку подрешетки образованы атомами (ионами) различ­ных химических элементов или неодинаковым их количеством, они имеют различные по величине магнитные моменты, направленные антипараллельно (рис. 14.1, г). В результате появляется отличная от нуля разность магнитных моментов подрешеток, приводящая к спонтанному намагничиванию кристалла.

Таким образом, ферримагнетики можно рассматривать как не­компенсированные антиферромагнетики (у них магнитные моменты атомов не скомпенсированы). Свое название эти материалы получили от ферритов — первых некомпенсированных антиферромагнетиков, а магнетизм ферритов назвали ферримагнетизмом. У ферритов домен­ная структура, как и у ферромагнетиков, образуется при температурах ниже точки Кюри. К ферритам применимы все магнитные характери­стики, введенные для ферромагнетиков. В отличие от ферромагнети­ков они имеют высокое значение удельного сопротивления (р = 10"³ —10¹¹ Омм), меньшую величину индукции насыщения B_s (см. гл. 14.2.5), более сложную температурную зависимость индукции.

Ферромагнетизм в металлах объясняется наличием обменного взаимодействия, которое образуется между соприкасающимися ато­мами, а также взаимной ориентацией спиновых магнитных момен­тов (см. гл. 14.2.1). В ферримагнетиках магнитные моменты ионов ориентированы антипараллельно и обменное взаимодействие проис­ходит не непосредственно, а через ион кислорода О^2- (рис. 14.3). Та­кое обменное взаимодействие называют косвенным обменом или сверхобменом. Оно по мере приближения промежуточного угла 0 к 180° усиливается.

Ферриты представляют собой сложные системы окислов метал­лов с общей химической формулой Me0 Fe₂0₃, где МеО — окисел двухвалентного металла. Ферриты — это ферримагнитная керамика. Высокое удельное сопротивление практически исключает возникно­вение в ферритах вихревых токов при воздействии на них перемен­ных магнитных полей, что, в свою очередь, позволяет применять ферриты в качестве магнитных материалов в диапазоне радиочастот, включая СВЧ.

14.2. МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ФЕРРОМАГНЕТИКОВ 14.2.1. Природа ферромагнетизма

Согласно принципу Паули, в каждом квантовом состоянии могут находиться два электрона с противоположными спинами. У таких электронов результирующая спиновых магнитных моментов равна нулю, и их называют спаренными или обобществленными электронами. В атомах диамагнетиков все электроны спарены, поэтому их результи­рующий спиновой магнитный момент равен нулю. В атомах (ионах) ферро-, антиферро-, ферри- и парамагнетиков имеются один или не­сколько неспаренных электронов, поэтому они обладают магнитным моментом, который обусловлен нескомпенсированным спиновым магнитным моментом неспаренных электронов (или иначе спиновым магнитным моментом атома). Например, в атомах ферромагнетиков количество неспаренных электронов равно: у железа 4, кобальта 3 и никеля 2, и их спиновые магнитные моменты расположены парал­лельно друг другу. В атомах антиферромагнетиков количество неспа­ренных электронов равно: у марганца 5, у хрома 4, и их спиновые магнитные моменты ориентированы антипараллельно. В атомах пара­магнетиков, таких, как ванадий, неспаренных электронов 3, а титана 2, и их спиновые магнитные моменты ориентированы хаотично.

Таким образом, наличие в атомах электронов с нескомпенсирован­ным спиновым магнитным моментом является важным условием для возникновения ферромагнетизма, но не единственным.

Известно (см. 1.4), что ковалентная связь между двумя соседни­ми атомами в молекуле или атомном кристалле осуществляется в результате попарного обобществления их электронов, т. е. когда одна или несколько электронных пар становятся общими для этих двух атомов. В результате между этими атомами возникает связь, обусловленная энергией обменного взаимодействия (см. 1.4) между электронным облаком повышенной плотности и ядрами объединяе­мых атомов (см. рис. 1.2).

Силы, под действием которых спиновые магнитные моменты атомов (ионов) ориентируются друг относительно друга параллельно или антипараллельно, возникают в результате обменного взаимодей­ствия. Когда атомы ферромагнетика образуют кристаллическую ре­шетку, их валентные электроны обобществляются, а волновые функ­ции электронов внутренних недостроенных оболочек (3d или 4f) соседних атомов перекрываются, т. е. возникает обменное взаимо­действие электронов внутренних недостроенных оболочек. В резуль­тате уменьшается энергия системы, и спиновые магнитные моменты атомов выстраиваются параллельно (ферромагнетик) или антипарал­лельно (антиферромагнетик) друг относительно друга. Приближенно энергию обменного взаимодействия W_o6m можно представить сле­дующим выражением:

W^=-A(S_XS₂), (14.7)

где А — обменный интеграл; 5, и S₂ — результирующие спиновые. магнитные моменты взаимодействующих атомов.

Обменный интеграл А служит мерой энергии обменного взаимо­действия и может быть как положительным, так и отрицательным. Это зависит от отношения a/d, где а — расстояние между узлами кристаллической решетки (постоянная кристаллической решетки), d — диаметр недостроенной электронной оболочки (3d или 4/), обра­зующей некомпенсированный спиновый магнитный момент атома.

Если отношение a/d меньше 1,5, то обменный интеграл А имеет от­рицательное значение, и спиновым магнитным моментам атомов энергетически выгодно ориентироваться антипараллельно. Если (a/d) > 1,5, то обменный интеграл имеет положительное значение. В этом случае энергетически выгодно будет параллельная ориентация спиновых магнитных моментов атомов друг относительно друга. В результате возникнет самопроизвольная (спонтанная) намагничен­ность и образуются домены, которые намагничены до насыщения. Зависимость А = ф(a/d), приведенная на рис. 14.4, иллюстрирует, что у ферромагнетиков (a-Fe, Со, Ni, Gd) обменный интеграл А по­ложительный, так как отношение a/d> 1,5, а у неферромагнетиков (y-Fe, Мп, Сг) А отрицательный, так как отношение a/d < 1,5.

В некоторых случаях путем внедрения чужеродного атома в кри­сталлическую решетку неферромагнитного материала можно увели­чить постоянную решетки а и соответственно отношение a/d станет больше 1,5, в результате возникнет ферромагнетизм. Например, если в металлический марганец ввести небольшое количество азота, то его постоянная решетки а увеличится и отношение a/d станет боль­ше 1,5, обменный интеграл А примет положительное значение, и марганец проявит ферромагнетизм. Ферромагнетиками являются не­которые сплавы марганца (например, сплавы Гейслера — сплавы системы Mn—Cu—А1, состоящие из неферромагнитных металлов) и некоторые его химические соединения (например, MnSb, MnBi), в которых атомы Мп находятся на расстояниях, больших, чем в чис­том марганце.

Таким образом, ферромагнетизм обусловлен одновременным присутствием в материале:

— некомпенсированного спинового магнитного момента в ато­мах (ионах), обусловленного неспаренными электронами внутрен­ней недостроенной электронной оболочки (3d или 4/);

— обменного взаимодействия электронов внутренней недостро­енной оболочки, которое проявляется, когда отношение постоянной решетки а к диаметру внутренней недостроенной электронной обо­лочки d, участвующей в обменном взаимодействии, большей 1,5.

Рис. 14.4. Зависимость обменного интеграла А от отношения постоянной решетки ак диа­метру dвнутренней недостроенной электрон­ной оболочки (a/d)

Со м /a-Fe,	•	___ Gd
/1,5 2,0	2,5	a/d
/ y-Fe
/Мп
*Cr

Явление ферромагнетизма имеет место не только в кристалличе­ских материалах, но и в аморфных. В настоящее время известно боль­шое количество металлов и сплавов, которые в аморфном состоянии обладают свойствами ферро- и ферримагнетиков. Отсюда следует, что для возникновения ферро- и ферримагнетизма необходимо наличие лишь ближнего порядка в расположении атомов (ионов).

14.2.2. Магнитная анизотропия

Монокристаллы ферромагнетиков обладают анизотропией маг­нитных свойств. В них существуют кристаллографические направле­ния легкого и трудного намагничивания. Для намагничивания моно­кристалла до технического насыщения вдоль кристаллографического направления легкого намагничивания затрачивается энергии меньше (насыщение достигается при меньших значениях напряженности магнитного поля Н), чем для такого же намагничивания вдоль на­правления трудного намагничивания. На рис. 14.5 изображены эле­ментарные кристаллографические ячейки трех основных ферромаг­нитных металлов: железа a-Fe, кобальта Со и никеля Ni — и направления их легкого и трудного намагничивания, а также кривые намагничивания в различных направлениях монокристаллов этих ферромагнетиков. (Кривые намагничивания можно также постро­ить, откладывая по оси ординат не намагниченность М образца, а его магнитную индукцию В, изменив для этого масштаб ординаты, так как М пропорциональна В при достаточно больших значениях Я, когда [I мало зависит от Я; см. формулу (14.2)).

Элементарная кристаллографическая ячейка a-железа (рис. 14.5, а) имеет структуру объемноцентрированного куба, и осями легкого намагничивания являются ребра куба [100]. Таких осей в кристалле железа три и, следовательно, в кристалле существуют шесть направ­лений легкого намагничивания. Направлением самого трудного на­магничивания a-Fe является пространственная диагональ куба [111], направлением среднего намагничивания — направление вдоль диа­гонали грани куба [110]. Никель имеет гранецентрированную куби­ческую структуру, и направлением легкого намагничивания у него будут пространственные диагонали [111], а трудного — ребра куба [100] (рис. 14.5, б). Кобальт обладает гексагональной плотноупако- ванной структурой с одной осью легкого намагничивания [0001], совпадающей с осью Z призмы; трудное намагничивание происходит вдоль осей [1120], [1010], перпендикулярных направлению легкого намагничивания (оси Z) (рис. 14.5, в). В отсутствие внешнего маг­нитного поля спонтанное намагничивание всегда имеет место вдоль направления легкого намагничивания.

Энергия Ж_н, которая требуется для намагничивания до техниче­ского насыщения (единицы объема материала), определяется площа­дью между кривой намагничивания и осью ординат:

(14.8)

о

где М_н соответствует состоянию намагниченности технического на­сыщения.

Магнитная анизотропия проявляется в монокристаллических образцах; в поликристаллических она не обнаруживается. Затраты

ЛШ]

--------- Kill]

[100] Трудное

Легкое _i____________ L.

В, Тл

1,6 3,2 4,8 /МО⁴, А/м

0,8 1,6 2,4

НЛО⁴, А/м

Б

В, Тл

[0001]

Легкое [0001]

1,6 3,2 4,8 6,4

/

[1010] 'С ^-►Трудное

Я10⁴, А/м

Рис. 14.5. Направления легкого и трудного намагничивания и кри­вые намагничивания в разных на­правлениях монокристаллов желе­за (а), никеля (б) и кобальта (в)

энергии намагничивания монокристалла вдоль направления лег­кого намагничивания намного меньше (у железа в 5—10 раз), чем при намагничивании поликристаллического образца металла. По­этому у поликристаллических металлов (например, у электротех­нических сталей; см. гл. 15.1.1) путем прокатки в холодном со­стоянии создают преимущественную ориентацию кристаллических зерен в заданном направлении — производят текстурирование (см. гл. 1.3). Например, у сталей зерна ориентируют на ребро. В этом случае металл приобретает магнитную ребровую текстуру. В результате его магнитные характеристики в направлении про­катки улучшаются. Магнитное текстурирование широко применя­ют на практике.

14.2.3. Магнитострикция

Намагничивание ферромагнитных материалов всегда сопровож­дается изменением их линейных размеров. Это явление получило на­звание магнитострикции. Количественно магнитострикцию характе­ризуют величиной X_s, называемой константой магнитострикции, ко­торая фактически является относительным удлинением образца (X_s = А1/1) при намагниченности до состояния технического насыще­ния. Численное значение X_s невелико (10~⁶—10~⁴), и к тому же X_s не является постоянной величиной данного материала. С измене­нием напряженности магнитного поля X_s изменяется и даже мо­жет измениться ее знак. Например, для a-Fe в слабых магнитных полях (Я < 32 кА/м) X_s > 0, в сильных (Я > 32 кА/м) X_s < 0, а при Я«32 кА/м X_s = 0. При намагничивании, как правило, положитель­ная продольная магнитострикция образца соответствует его отрица­тельной поперечной магнитострикции, при этом объем материала почти не изменяется. Поэтому магнитострикцию характеризуют не объемным изменением, а линейным (А///). В монокристаллах ферро­магнетика проявляется анизотропия магнитострикции. Магнитост­рикция наблюдается и в поликристаллических материалах, причем наибольшая — у никеля (X_s = — 3,7-10~⁵), у сплава никоси (сплав Ni—Со—Si) X_s = 2,5-10~⁵) и у ферритов (X_s = 2,6-10"⁵). Необычайно высокая магнитострикция у редкоземельных элементов (Tb, Dy, Но, Ег, Тш) и их соединений. Например, у поликристаллического тербия X_s = 310~³, а у монокристаллического — X_s = 210~².

Эффект магнитострикции обратим: механическая деформация материала вызывает изменение состояния его намагниченности. Прямой и обратный магнитострикционные эффекты широко приме­няют в приборостроении (реле, вибраторы, фильтры, преобразовате­ли и др.).

14.2.4. Причины, приводящие к образованию доменов

Выше отмечалось, что ферромагнетики в ненамагниченном со­стоянии самопроизвольно (спонтанно) разбиваются на множество до­менов, намагниченных до насыщения. Магнитные моменты этих до­менов направлены противоположно друг относительно друга, поэтому суммарная (результирующая) намагниченность М образца равна или близка нулю. Спонтанное деление объема ферромагнетика на множе­ство доменов объясняется тем, что многодоменная структура ферро­магнетика наиболее устойчива и ей соответствует минимум полной свободной энергии системы, которая, в свою очередь, состоит из ^следующих основных видов: магнитостатической, обменной, магнит­ной анизотропии, магнитострикции. В образовании многодоменной структуры особенно важны первые два вида энергии.

При намагничивании монокристалла ферромагнетика до насыще­ния он будет представлять собой постоянный магнит, состоящий из одного домена и создающим внешнее магнитное поле (рис. 14.6, я;

MS\N\S\ ГТТ^

ii^sjv

Рис. 14.6. Уменьшение магнитостатической энергии, обусловленное разделением монокристалла ферромагнетика на магнитные домены

стрелкой обозначен магнитный момент домена). Такой образец обла­дает максимальной магнитостатической энергией. Если этот же моно­кристалл будет состоять из двух доменов с противоположной ориента­цией спиновых магнитных моментов (см. рис. 14.6, б), то магнитоста- тическая энергия уменьшится в два раза, так как часть магнитного потока, выходящего из одной области, замкнется на другую. При воз­никновении в монокристалле четырех доменов (см. рис. 14.6, в) маг- нитостатическая энергия уменьшится в четыре раза и т. д. Еще более энергетически выгодной будет доменная структура, изображенная на рис. 14.6, г. В результате образования граничных доменов в виде трех­гранных призм, называемых замыкающими доменами, магнитостатиче- ская энергия становится равной нулю.

Процесс деления монокристалла на домены имеет определенный предел. При увеличении числа доменов возрастает протяженность границы между доменами и соответственно возрастает обменная энергия, необходимая для их образования. Поэтому на каком-то эта­пе деление доменов становится энергетически невыгодным и пре­кратится в силу того, что энергия, необходимая для образования до­менных границ, станет больше того выигрыша в энергии, который происходит за счет уменьшения магнитостатической энергии в ре­зультате деления доменов.

14.2.5. Механизм технического намагничивания и магнитный гистерезис

Процесс технического намагничивания магнитного материала сопровождается изменением его доменной структуры. В размагни­ченном образце направления спонтанной намагниченности доменов совпадают с осями легкого намагничивания. При приложении маг­нитного поля самым выгодным направлением технической намагни­ченности домена будет та его ось легкого намагничивания, которая составляет наименьший угол с направлением внешнего магнитного поля.

NN\SS

SS\NN

Основная кривая намагничивания. Важнейшей характеристикой ферромагнетиков является основная кривая намагничивания, описы-
е

вающая зависимость магнитной индукции В (намагниченности М) от напряженности магнитного поля Н для предварительного размаг­ниченного образца, а также зависимость магнитной проницаемости от Н и предельная петля магнитного гистерезиса.

На рис. 14.7 представлены кривые зависимости В и р от напря­женности магнитного поля Н для монокристаллического образца ферромагнетика предварительно размагниченного. На кривых этих зависимостей можно выделить четыре характерных участка.

I участок — это область самых слабых магнитных полей (Я -» 0) — характеризуется линейной зависимостью В от Н и посто­янным значением р. На этом участке происходит увеличение объема (рост) тех доменов, векторы намагниченности которых имеют наи­меньшие углы с направлением внешнего магнитного поля; их рост происходит за счет доменов, у которых этот угол наибольший. Рост доменов сопровождается обратимым смещением их границ. Поэтому процесс намагничивания на этом участке называют процессом обратимого смещения границ доменов. На этом участке суммарная на­магниченность образца становится отличной от нуля, и материал ха­рактеризуется начальной магнитной проницаемостью р_н, которую экс­периментально определяют в полях с Н -0,1 А/м. Величина р_н является удобной характеристикой материала сердечников высоко­частотных катушек индуктивности, работающих, как правило, в по­лях с невысокой напряженностью. После снятия внешнего магнит­ного поля границы доменов возвращаются в исходное положение и остаточная намагниченность не образуется.

в, \i А

---- 1---г -
I; J и	III	^ IV

H_s Н

Рис. 14.7. Основная кривая намагничивания (зависимость Вот Н)для монокристалличе­ского образца ферромагнетика и зависи­мость магнитной проницаемости ц от напря­женности магнитного поля Н

II участок — область слабых магнитных полей — характеризуется крутым подъемом В и р при увеличении Н. В конце этого участка магнитная проницаемость проходит через максимум и представляет собой максимальную магнитную проницаемость р_м. Величина р_м явля­ется удобной характеристикой материала сердечников реле, дроссе­лей, трансформаторов и др., работающих в полях повышенной напряженности (конец II — начало III участка). На этом участке гра­ницы доменов перемещаются на большие расстояния, а сам процесс перемещения границ доменов необратим, т. е. после снятия внешне­го магнитного поля доменная структура не возвращается в исходное состояние, и образец сохраняет какую-то техническую намагничен­
ность. Поэтому процесс намагничивания на этом участке называют процессом необратимого смещения границ доменов. Переориентация магнитных моментов доменов происходит не постепенно, а скачко­образно. К концу этого участка границы доменов исчезают, и монокристаллический образец превращается в однодоменный, век­тор намагниченности которого совпадает с направлением легкого намагничивания и составляет наименьший угол с направлением внешнего магнитного поля.

III участок — область средних полей — характеризуется неболь­шим увеличением В и значительным уменьшением ц. Процесс на­магничивания на этом участке заключается в постепенном повороте вектора намагниченности образца до полного совпадения с направ­лением внешнего магнитного поля Я, поэтому его называют процес­сом вращения вектора намагниченности. В конце этого участка при Н= H_s намагниченность М материала достигает значения намагни­ченности технического насыщения M_s (М = M_s) или, можно сказать, что магнитная индукция В материала достигает значения индукции технического насыщения B_s (В = B_s). Магнитная проницаемость |х на этом участке значительно снижается, так как напряженность поля Н увеличивается, а магнитная индукция В изменяется незначительно [\х = B/(\x_QH)\ см. формулы (14.5)].

IV участок — область сильных магнитных полей — характеризу­ется незначительным возрастанием индукции В с увеличением на­пряженности магнитного поля Н и приближением значения магнит­ной проницаемости \х к единице. Незначительное увеличение магнитной индукции В на этом участке происходит в результате па- рапроцесса, который заключается в гашении сильным магнитным по­лем дезориентирующего действия теплового поля. Абсолютно стро­гую ориентацию всех спиновых магнитных моментов атомов внутри домена можно получить только при температуре абсолютного нуля, когда отсутствует дезориентирующее действие теплового движения. По мере повышения температуры, дезориентация спиновых магнит­ных моментов атомов возрастает. Дезориентирующее действие теплового движения компенсируется ориентирующим действием внешнего магнитного поля. В этом и заключается парапроцесс. Па- рапроцесс имеет место и в слабых полях, но здесь он перекрывается процессами смещения и вращения. В сильных полях, когда индук­ция В достигла значения индукции технического насыщения B_s (В = B_s), парапроцесс проявляется более отчетливо.

В реальных ферро- и ферримагнетиках различные виды процес­сов намагничивания накладываются друг на друга. На процесс на­магничивания, кроме того, влияют магнитострикция, механические напряжения, дефекты структуры и ряд других причин.

Магнитный гистерезис. Если предварительно размагниченный об­разец подвергнуть намагничиванию до состояния технического на­сыщения, то с увеличением напряженности магнитного поля Н маг­нитная индукция В будет изменяться в соответствии с кривой ОАБ

рис. 14.8 и в точке А при Я = H_s достигнет значения индукции техни­ческого насыщения, или индукции насыщения B_s (см. рис. 14.7). Отре­зок АБ является безгистерезисной частью зависимости В(Н). При уменьшении напряженности поля Я намагниченность образца уменьшается по кривой БАВ_п и при Я = О индукция В не будет равна нулю. Эта индукция называется остаточной и обозначается В;, с ней связано существование постоянных магнитов.

Остаточная индукция (остаточная намагниченность) обусловлена тем, что при размагничивании, когда Я = О, магнитные моменты доменов оказы­ваются ориентированными вдоль оси легкого намагничивания, направление которой близко к направлению внешнего поля.

Для полного размагничивания образца к нему необходимо при­ложить поле определенной напряженности и противоположное по знаку. Напряженность такого поля называют коэрцитивной силой Я_с. При дальнейшем возрастании отрицательного поля индукция тоже становится отрицательной и в точке А' при Я = —H_s достигает значе­ния индукции технического насыщения (В = — B_s). После уменьше­ния отрицательного поля, а затем увеличения положительного поля кривая перемагничивания опишет петлю, называемую предельной петлей магнитного гистерезиса, которая является важной техниче­ской характеристикой магнитных материалов.

Таким образом, предельная петля магнитного гистерезиса — это кривая изменения магнитной индукции при изменении внешнего магнитного поля от +H_S до —H_s и обратно. Пользуясь предельной петлей магнитного гистерезиса, можно определить основные пара­метры материала: коэрцитивную силу Я_с, индукцию насыщения B_s, остаточную индукцию В_г и др. Площадь этой петли пропорциональ­на работе, затрачиваемой на перемагничивание образца за один цикл; она пропорциональна потерям на гистерезис (см. гл. 14.2.7.). Из рис. 14.8 видно, что в координатах В(Н) при Н< H_s (или В < B_s) проявляется целое семейство петель магнитного гистерезиса, заклю­ченных одна в другую.

Поскольку ферримагнетики также обладают доменной структу­рой, поэтому рассмотренные процессы намагничивания и размаг­ничивания (см. рис. 14.7 и 14.8) происходят в них аналогичным об­разом.

Коэрцитивная сила Я_с является важной технической характери­стикой магнитных материалов и как магнитная проницаемость р за­висит от суммарной удельной поверхности зерен, концентрации примеси и других дефектов кристаллической решетки магнитной анизотропии, магнитострикции, механических напряжений. Чем больше значения этих величин и меньше однородность структуры, тем больше Я_с и меньше р. Объясняется это тем, что поверхность зе­рен более дефектна, имеет более высокие внутренние напряжения кристаллической решетки, чем само зерно, которые при намагничи­вании препятствуют росту доменов и ориентации их магнитных моментов в направлении поля. В результате Я_с возрастает, а р сни-

Дата добавления: 2015-08-09