Файл: Миловзоров, В. П. Электромагнитные устройства автоматики учебник.pdf

атомы которых «раздвигают» решетку марганца, увеличивая рас­ стояние между атомами.

При величине указанного отношения aid, большем нескольких еди­ ниц, область ферромагнегизма переходит по существу в область пара­ магнетизма.

Все ферромагнетики и антиферромагнетики — вещества кристал­ лические, причем кристаллическую решетку антиферромагнетика мож­ но рассматривать как сложную решетку, состоящую из двух под­ решеток, намагниченных противоположно (скомпенсированных). У некоторых веществ эта компенсация может оказаться неполной. Яв­ ление неполной компенсации магнитных моментов двух подрешеток, называемое ферримагнетизмом, приводит к тому, что в ферримагне-

Рис. 1.3. Зависимость спонтанной намагниченности от температуры

тиках также возникает некоторая результирующая спонтанная намаг­ ниченность, которая, однако, заметно меньше спонтанной намагничен­ ности ферромагнетиков, так как она представляет собой разность на­ магниченностей подрешеток.

По отношению к внешнему полю ферримагнетик подобен ферромаг­ нетику, т. е. его относительная магнитная проницаемость р > 1 и мо­ жет достигать нескольких тысяч. Поэтому ферримагнитные материа­ лы — ф е р р и т ы, состоящие из окислов металлов, часто называют

неметаллическими ферромагнетиками.

При повышении температуры вещества энергия теплового движения стремится разрушить состояние спонтанной намагниченности. При тем­ пературе, называемой т о ч к о й К ю р и Ѳ, энергия теплового дви­ жения становится достаточной для преодоления ориентирующего дей­ ствия обменной энергии, и вещество утрачивает ферромагнитные свой­ ства, превращаясь в парамагнетик. Чем выше интеграл обмена фер­

При Т = 0° энергия теплового движения равна нулю и спонтан­ ная намагниченность принимает наибольшее возможное значение. На рис. 1.3, а, где эта намагниченность обозначена Ja, показана зависи-

14

мостъ относительной спонтанной намагниченности от относительной температуры для ферромагнетиков.

Температурная зависимость спонтанной намагниченности у ферримагнетиков может иметь более сложный характер, чем у ферромаг­ нетиков. Это объясняется тем, что у подрешеток, составляющих феррит, температурные зависимости могут быть неодинаковыми. На рис. 1.3,6 и в приведены различные случаи такой зависимости у ферримагнети-

моменты подрешеток взаимно компенсируются и, следовательно, спон­ танная намагниченность обращается в нуль.

§ 1.2. ДОМЕННАЯ СТРУКТУРА И МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ ФЕРРОМАГНЕТИКОВ

Как отмечалось, все ферромагнетики (как металлические, так и не­ металлические) — вещества кристаллические. Обычно структура ма­ териалов, используемых для сердечников магнитных элементов авто­ матики, представляет собой совокупность зерен — кристаллов непра­ вильной формы (кристаллитов). Иногда магнитные устройства изготав­ ливают на одном кристалле, так называемом м о н о к р и с т а л л е (эти устройства рассмотрены в гл. XII).

Ферромагнетики обладают в основном тремя типами кристалличе­ ских решеток, которые в зависимости от температуры могут быть раз­ личны. При обычных температурах работы элементов железо имеет

сагональной симметрии, но значительно сложнее, чем у металлических ферромагнетиков. На рис. 1.4, г приведены структуры так называемых ш п и н е л е й , присущие большинству ферритов.

Из предыдущего известно, что при температурах ниже точки Кюри ферромагнитное вещество всегда (независимо от того, есть или нет вне­ шнее поле) характеризуется неизменной для данной температуры спон­ танной намагниченностью Js. В то же время даже монокристалл фер­ ромагнетика, у которого спины всех атомов расположены параллельно,

ма, основанная на положении, что устойчивому состоянию равновесия соответствует минимум энергии. Например, из двух состояний равно­ весия маятника, при которых центр тяжести лежит на вертикали, про­ ходящей через ось подвеса, устойчивым будет состояние, когда центр тяжести лежит ниже, а не выше точки подвеса, так как это состояние соответствует минимуму потенциальной энергии маятника. Другой при­ мер: две магнитные стрелки имеют два состояния равновесия, показан­ ные на рис. 1.5, а и б; однако они установятся в состояние б, кото­ рое соответствует минимуму магнитостатической энергии. По этой

15

же причине полоска железа притягивается к подковообразному маг­ ниту, потому что при замыкании железом его полюсов магнитостати­ ческая энергия системы будет минимальной.

Согласно этой теории каждое зерно (кристаллит) ферромагнитного тела, а в случае монокристалла весь его объем, делится на области, на­ зываемые д о м ё н а м и . Величина вектора намагниченности каждого домена равна спонтанной, единственно возможной для данного фер­ ромагнетика, намагниченности, а направление векторов намагничен­ ности соседних домёнов различно и соответствует характерным для кристалла направлениям (например, ребру куба, диагонали куба).

г)

Рис. 1.4. Кристаллические решетки ферромагнетиков

В полностью размагниченном ферромагнетике весь объем кристаллов разделен поровну между доменами с противоположно направленными векторами спонтанной намагниченности и поэтому его общая намагни­ ченность относительно внешней среды равна нулю. Такому состоянию соответствует, например, деление монокристалла на домены согласно рис. 1.5, в, при котором магнитные потоки замыкаются внутри образ­ ца и магнитостатическая энергия системы домёнов минимальна.

При воздействии на подобный кристалл внешнего магнитного поля Н его домённая структура изменяется. Происходит увеличение объема домёнов, вектор спонтанной намагниченности которых наиболее бли­ зок направлению вектора Я, за счет сокращения объема других доме­ нов (рис. 1.5, г). В результате этого появляется намагниченность кри­ сталла в целом, возрастающая по мере увеличения поля, и все большая часть магнитного потока замыкается через воздух. Такое смещение границ возможно, очевидно, до тех пор, пока наиболее выгодно ориен­ тированные домены не поглотят полностью домены, ориентированные менее выгодно, и намагниченность J кристалла не станет равной спон­ танной намагниченности вещества.

Между соседними доменами с различными направлениями намагни­ ченности имеются переходные слои, называемые г р а н и ц а м и , или с т е н к а м и д о м ё н о в , в которых происходит постепенный пово­ рот вектора намагниченности от одного направления к другому. Про­ цесс образования новых доменов при отсутствии внешнего поля спо-

16

Площадь, заключенная между кривыми легкого и трудного намаг­ ничивания, характеризует энергию магнитной анизотропии.

Если оси легкого намагничивания зерен в объеме материала ориен­ тированы беспорядочно, то кривые намагничивания при различных направлениях поля практически совпадают и лежат между кривыми легкого и трудного намагничивания. Такой материал в целом называ­ ют магнитоизотропным. Для улучшения магнитных свойств некоторые

материалы подвергают особой технологической обработке, при которой одноименные кристаллографические оси отдельных зерен располага­ ются параллельно. Такие материалы называют текстурованными. Существует ряд способов создания текстуры.

Один из них заключается в изготовлении листового материала про­ каткой в холодном состоянии. При этом способе отдельные кристаллы деформируются и ориентируются в направлении прокатки. После холодной прокатки листы подвергают термической обработке (отжигу при температуре выше точки Кюри). В результате термообработки в материале появляется четко выраженная ориентация кристаллов, при которой направление легкого намагничивания совпадает с направ­ лением прокатки.

Другой способ создания текстуры не требует предварительной ори­ ентации кристаллов методом холодной прокатки: нагретый выше точ­ ки Кюри материал охлаждают в постоянном магнитном поле. После охлаждения и удаления материала из поля оси легкого намагничи­

вания кристаллов остаются ориентированными в направлении дей­ ствовавшего поля.

18

§ 1.3. КРИВЫЕ НАМАГНИЧИВАНИЯ И ПЕТЛИ ГИСТЕРЕЗИСА

Основной характеристикой магнитного материала, используемой при расчетах электромагнитных элементов и устройств, является

ферромагнетиков.

Как отмечалось в § 1.2, в полностью размагниченном материале весь объем составляющих его кристаллов поровну разделен между доменами с противоположно направленными’векторами спонтанной на­ магниченности JS- В результате этого намагниченность J материала,

' >(/>(+> v + V v * '

а)

'

/ У

+\ /ѣ

Рис. 1.7. Изменение намагниченности доменов в кристалле с ростом напряженности внешнего поля:

а б, в — пунктирные линии соответствуют границам доменов и указывают направления осей легкого намагничивания, точки озна­ чают направление вектора намагниченности из-за чертежа; а кре­ стики — за чертеж

а значит и индукция относительно внешней среды равны нулю. На рис. 1.7,о условно изображен один из кристаллов, где стрелки озна­ чают направления намагниченности отдельных доменов.

При малых значениях напряженности внешнего магнитного поля происходит рост доменов, направление намагниченности которых близ­ ко к направлению поля, за счет уменьшения других доменов (рис. 1.7, б). На участке ОА кривой намагничивания (рис. 1,7, д) изменения границ доменов происходят плавно и являются обратимыми, т. е. ис­ чезают с исчезновением внешнего поля. Наклон этого участка опреде­ ляется величиной н а ч а л ь н о й м а г н и т н о й п р о н и ц а е ­ м о с т и цн.

С увеличением внешнего поля (участок AB) изменение границ доме­ нов происходит скачкообразно. Векторы намагниченности скачком поворачиваются на 90 или 180° в зависимости от направления их на­ чальной ориентации в сторону оси легкого намагничивания, наиболее близкой к направлению внешнего поля. Домены, изменившие направ­ ление намагниченности, сохраняют новое направление после прекра­ щения действия поля; этим объясняется явление остаточного магне.

19