ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 16.10.2024
Просмотров: 100
Скачиваний: 0
достаточным условием возникновения ферромагнитных свойств. Не заполненные оболочки имеются также в атомах некоторых неферро магнитных веществ, например хрома, ванадия, марганца. Более того, отдельные атомы ферромагнитных веществ, находящиеся на значи тельном расстоянии друг от друга, не проявляют ферромагнитных свойств и могут быть отнесены к парамагнетикам.
Ферромагнитные свойства возникают только у веществ в кристал лическом состоянии. При очень малом расстоянии между атомами в кристаллической решетке возникает электростатическое взаимодей ствие между электронами незаполненных оболочек соседних атомов, которое называют обменным взаимодействием. Обменное взаимодей ствие приводит к параллельной ориентации нескомпенсированных спинов и возникновению самопроизвольной (спонтанной) намагни ченности. При дальнейшем уменьшении расстояния между атомами силы обменного взаимодействия могут приводить к антипараллель ной (т. е. встречной) ориентации спиновых моментов. Различают два случая: когда спиновые моменты полностью компенсируют друг друга — антиферромагнетизм — и когда компенсация неполная — нескомпенсированный антиферромагнетизм, или ферримагнетизм. Ферримагнитные тела ведут себя во многих отношениях подобно ферромагнетикам. В зависимости от степени декомпенсации полу чаются вещества со свойствами от очень сильного до очень слабого ферромагнетизма. К числу сильномагнитных веществ этой группы относятся широко применяющиеся в технике ферриты (соединения типа Fe20 3-CoO, Fe20 3-Ni0, Fe20 3-Mn0 и т. д.).
Казалось бы, что обменное взаимодействие должно вызвать параллельную ориентацию всех нескомпенсированных спинов отдель ного монокристалла ферромагнетика, а следовательно, его на магничивание й возбуждение магнитного поля вблизи него. Однако известно, что ориентация спинов, а следовательно, и самопроизволь ная намагниченность возникают только в пределах малых областей, имеющих размеры порядка 10~2—ІО“3 см и называемых доменами. Монокристалл оказывается разделенным на малые области с различ ным направлением векторов намагниченности.
В кристаллах имеет место магнитная анизотропия и существуют направления легкого намагничивания и направления трудного намагничивания. Например, в кристаллах железа, имеющих куби ческую объемно-центрированную решетку, направления легкого намагничивания совпадают с направлением ребер куба, а моно кристалл кобальта имеет одно направление легкого намагничи вания, совпадающее с направлением гексагональной оси его решетки.
Направление самопроизвольной намагниченности доменов сов падает с одним из направлений легкого намагничивания, а распола гаются домены при кристаллизации так, что образуют замкнутые магнитные системы. Поясним понятие о замкнутой магнитной системе на таком примере: две магнитные стрелки, которые легко вращаются вокруг осей, в отсутствие внешнего магнитного поля расположатся параллельно так, что будут обращены друг к другу разноименными
22
полюсами. В таком положении стрелок внутренняя энергия системы минимальна и магнитное поле вокруг нее отсутствует.
Каждый домен представляет собой маленький магнитик, и рас полагаются они так, чтобы внутренняя энергия была минимальной, т. е. образуя внутри вещества замкнутые магнитные системы. Так
как вокруг каждой такой системы магнитное поле |
отсутствует, то |
|||
и |
тело из ферромагнетика, содержащее |
большое |
число |
доменов, |
в |
отсутствие внешнего магнитного поля |
не намагничено. |
|
|
Между областями спонтанного намагничивания образуются границы (стенки) конечной толщины, в пределах которых происхо дит поворот вектора намагниченности. В средней части этого слоя
электронные |
спины направлены |
перпендикулярно к поверхности |
о |
г |
б |
Рис. 1. Порошковые фигуры из железа (а), кремнистого железа (б) и кобальта (в) на поверхности ферромагне тика.
образца, где они создают сильное магнитное поле, которое и делает возможным экспериментальное наблюдение доменной структуры. Если ферромагнетик с хорошо отполированной поверхностью по местить в жидкость, в которой взвешены частицы дисперсного ферромагнитного порошка, то этот порошок концентрируется на гра ницах доменов, образуя фигуры характерные для каждого ферро магнитного материала (рис. 1).
Величина намагниченности доменов сильно зависит от темпера туры. С увеличением температуры растут расстояния между атомами, уменьшаются силы обменного взаимодействия, а значит, уменьшается и число ориентированных нескомпенсированных спинов — намагни ченность уменьшается. При некоторой температуре спонтанная намагниченность пропадает, доменная структура разрушается и ве щество становится парамагнитным. Эта температура имеет опре деленное значение для каждого ферромагнетика и называется точкой Кюри.
Наличие областей самопроизвольного намагничивания и объяс няет способность ферромагнетиков сильно намагничиваться при воз действии внешних магнитных полей и сохранять остаточную намаг ниченность после прекращения действия внешнего поля.
t 23
2.1.1. Намагничивание ферромагнетиков
При воздействии на ферромагнетик внешнего магнитного поля доменная структура изменяется таким образом, что ферромаг нитное тело приобретает магнитный момент, т. е. намагничивается и само создает магнитное поле. Чем больше напряженность внешнего магнитного поля, тем большие изменения претерпевает доменная структура и тем больше намагниченность, т. е. больше векторная сумма магнитных моментов спинов в единице объема тела.
Увеличение намагниченности ферромагнетика с ростом напря женности внешнего магнитного поля определяется следующими тремя процессами изменения доменной структуры: увеличением объема доменов, направление вектора намагниченности которых ближе к на правлению вектора напряженности внешнего магнитного поля (процесс сме щения границ); поворотом векторов намагниченности доменов в направле нии внешнего поля (процесс враще ния); увеличением вектора намагни
ченности (парапроцесс).
Одной из основных характеристик ферромагнетика является зависимость между намагниченностью J и напряжен ностью внешнего магнитного поля Н. За единицу напряженности магнитного
поля принята напряженность поля, создаваемого прямым током в 1 А в точке, находящейся на расстоянии 1/2я м от оси проводника. На
магниченность измеряют в тех же единицах, |
что и напряженность, |
т. е. в амперах на метр. Зависимость между / |
и Н определяют экс |
периментально, и ее графическое изображение называют кривой на магничивания.
Намагниченность ферромагнетика зависит не только от напряжен ности внешнего магнитного поля, но и от его предшествовавшего магнитного состояния. Поэтому определяют кривую первоначаль ного намагничивания, для чего предварительно ферромагнетик размагничивают, нагревая его выше температуры Кюри или под вергая воздействию постепенно убывающего до нуля переменного магнитного поля.
На рис. 2 показана кривая первоначального намагничивания ферромагнетика, а также схематически изображена доменная струк тура монокристалла в размагниченном состоянии. Приведенная
кривая характеризуется пятью областями. В слабых полях (область |
|
I ) намагничивание обусловлено упругим смещением |
границ между |
доменами. В этой области процесс намагничивания |
обратим и при |
уменьшении |
внешнего поля до нуля ферромагнетик возвращается |
в исходное |
размагниченное состояние. При более сильных полях |
(область II) |
намагничивание происходит также вследствие смещения |
доменных границ, однако в этой области смещения границ доменов
24
становятся полностью необратимыми и при уменьшении напряжен ности поля от какого-то значения Н до нуля ферромагнетик сохра няет некоторую намагниченность. В области наибольшей крутизны кривой (область III) намагниченность ферромагнетика возрастает тйкже за счет необратимого смещения границ доменов, причем в этом случае домен, направление намагниченности которого было близким к направлению намагничивающего поля, разрастается до объема всего монокристалла. В области IV, близкой к насыщению, проис ходит постепенный поворот вектора намагниченности до полного совпадения с направлением напряженности внешнего поля. Этот поворот в основном является обратимым. При возрастании напря женности поля до величины Н s наступает состояние, называемое
Рис. 3. Петли гистерезиса ферромагнетика.
техническим насыщением. При возрастании напряженности намагни чивающего поля выше Н s намагниченность ферромагнетика возра стает очень медленно. Этот участок кривой намагничивания (область V) соответствует так называемому парапроцессу, при котором воз растает самопроизвольная намагниченность доменов. Другими сло вами, под действием поля напряженностью Н ^>HS ориентируются те спиновые моменты, которые оставались неориентированными.
Гистерезис. Характерной особенностью процесса намагничива ния ферромагнетиков является гистерезис, заключающийся в том, что намагниченность J при одной и той же напряженности намагни чивающего поля имеет различные значения в зависимости от пред шествовавшего магнитного состояния ферромагнетика. Так, если после намагничивания до насыщения напряженность поля будет уменьшаться от + H s до нуля, то намагниченность будет изменяться по кривой AB (рис. 3, а), а не по кривой начального намагничивания ОА. При дальнейшем изменении намагничивающего поля до напря женности —H s намагниченность изменяется по кривой В СА', а за
тем, при |
изменении напряженности от —H s до + H s |
по кривой |
А'В'С'А. |
Замкнутую кривую АВСА'В'С'А, по которой |
изменяется |
намагниченность при циклическом неремагничивании полем,- изме няющимся в пределах от -fH s до —H s , называют предельной петлей гистерезиса.
25
Явление гистерезиса обусловлено необратимыми процессами на магничивания. Если максимальные значения напряженности поля при циклическом перемагничивании превышают значение напряжен ности поля насыщения (Н ), то форма и размеры петли гистере зиса не изменяются, а лишь увеличиваются ее безгистерезисные участки AD и A'D'. При циклическом перемагничивании, когда максимальные значения напряженности поля меньше Н s , начальное
иконечное значения намагниченности ( / хи / 2) не совпадают (рис. 3, б)
ипетля остается не замкнутой. Только после многократных перемаг-
ничиваний намагниченность будет изменяться по симметричной и замкнутой петле гистерезиса, которую в отличие от предельной называют частным циклом. Установившиеся кривые петель гистере зиса, построенные при постоянно уменьшающейся максимальной напряженности намагничивающего поля, образуют семейство част ных циклов, вершины которых лежат на кривой первоначального намагничивания (рис. 3, в).
Магнитное состояние ферромагнетика можно характеризовать не только намагниченностью / , но и магнитной индукцией В. Маг нитная индукция В определяется как плотность магнитного потока
Ф, т. е. В = |
Ф/S. Единица |
измерения магнитной индукции — |
тесла. |
|
имеет вид *: |
Соотношение между В и / |
||
|
В = |х0/ + р<)£Г |
|
где Цо — магнитная постоянная |
или магнитная проницаемость пу |
|
стоты, равная |
12,8‘Ю-7 Т/(А-м-1). |
|
Из формулы видно, что если намагниченность определяет магнит ный поток, создаваемый самим намагниченным телом, то магнитная индукция является мерой общего магнитного потока, создаваемого как телом, так и внешним источником.
Кривые |
первоначального намагничивания и петли гистерезиса |
||
могут быть |
построены не только как функция J = f (Н), но и как |
||
В = / (Н). |
На рис. 4 приведены предельные петли гистерезиса для |
||
одного ферромагнетика в координатах ц0/ , Н |
и В, Н. Как |
видно |
|
из рис. 4, |
петли гистерезиса совпадают при |
Н = 0, т. е. |
Brs = |
=ЦоJrsi что следует также из приведенного выше соотношения. Основные свойства ферромагнетиков определяются по предельным
петлям гистерезиса и кривым первоначального намагничивания. Значения намагниченности или индукции на предельных петлях гистерезиса при Н = 0 называют соответственно остаточной намагни ченностью насыщения J rs (см. рис. 3 и 4) или остаточной индукцией насыщения Brs. Значения напряженности магнитного поля, при ко торых намагниченность или индукция равны нулю, называют соот-
* Иногда это соотношение записывают несколько иначе!
B^J-\- Po#
В этом случае намагниченность J измеряется, так же как и магнитная индук ция, в теслах.
26