Вмонокристаллах, когда направление внешнего поля совпадает
содним из направлений легкого намагничивания, кривая намагничивания имеет наиболее простой вид и состоит только из двух участков, соответствующих 2-й и 4-й стадиям намагничивания. В этом
случае магнитная проницаемость μ = 1 + χ = 1+ dI/dH максимальна для данного материала и достигает величины порядка 105. Кривые намагниченности изотропных поликристаллических материалов всегда имеют четыре ярко выраженных участка, соответствующих описанным выше четырем стадиям намагничивания.
Обратимая восприимчивость в слабых полях, обусловленная процессом смещения доменных стенок, определяет величину начальной восприимчивости χнач и, соответственно, магнитной проницаемости μнач = 1 + χнач, имеющих очень большое практическое значение в слаботочной электротехнике. С повышением напряженности поля магнитная проницаемость сначала повышается до значения μmax, а затем плавно снижается до значения, близкого к 1. Поле, при котором достигается максимальное значение проницаемости, приблизительно равно величине коэрцитивной силы Hк.
Обратимому смещению границ доменов могут препятствовать дефекты кристаллической структуры. Чтобы преодолеть их действие, граница домена должна получить от внешнего поля достаточно большую энергию. Если снять намагничивающее поле, то дефекты помешают границам доменов вернуться в исходное положение. Процессы необратимого смещения границ доменов обусловливают эффект Баркгаузена, заключающийся в том, что при плавном увеличении напряженности поля величина намагниченности возрастает не плавно, а скачкообразно. Следовательно, наиболее крутой подъем на кривой намагничивания при более детальном исследовании представляет собой непрерывный ряд скачкообразных изменений намагниченности.
3.6.8. Магнитные свойства ферромагнетиков
Ферромагнетизм проявляют девять химических элементов: из них три являются 3d-металлами (Fe, Co, Ni), остальные шесть – тяжелые редкоземельными 4f-металлы (Gd, Dy, Tb, Но, Ег, Tm).
550
Также имеется огромное число ферромагнитных сплавов и химических соединений с различной кристаллической структурой, в состав которых входят не только эти металлы, но и другие элементы с недостроенными d- или f-оболочками.
Рассмотрим, какими характеристиками описываются магнитные свойства ферромагнитных материалов, как на эти характеристики влияет температура, деформация и легирование.
Магнитные характеристики ферромагнитных материалов.
Поскольку при насыщении все магнитные моменты атомов ориентированы вдоль поля, то величина намагниченности насыщения Iнас определяется только числом электронов, находящихся на незаполненных 3d-оболочках, в частности, для железа при температуре
0 К Iнас.Fe = 2,22MБ.NFe, , а для никеля – Iнас.Ni = 0,6MБ.NNi, где N –
число атомов в единице объема.
Если после получения основ- |
|
||
ной кривой намагничивания пред- |
|
||
варительно |
размагниченного об- |
|
|
разца уменьшать значение маг- |
|
||
нитного поля, то значения намаг- |
|
||
ниченности не будут совпадать с |
|
||
основной кривой (рис. 3.115). Это |
|
||
явление называется магнитным |
|
||
гистерезисом. |
|
||
Значение |
намагниченности |
|
|
(магнитной индукции), получае- |
|
||
Рис. 3.115. Гистерезис |
|||
мое при равной нулю напряжен- |
|||
намагничивания ферромагнетика |
|||
ности магнитного поля называется
остаточной намагниченностью Iост (остаточной индукцией Bост).
Значение магнитного поля, при которой индукция станет равной нулю, называется коэрцитивной силой Hк. При полном цикле перемагничивания кривая намагничивания приобретает вид симметричной замкнутой петли, называемой петлей гистерезиса. При уменьшении амплитуды изменения внешнего магнитного поля петля гистерезиса сужается, и при малой амплитуде, когда намагничивание происходит только за счет обратимого перемещения домен-
551
ных стенок (стадия 1 намагничивания), петля вырождается практически в прямую линию. Площадь, ограниченная петлей гистерезиса, пропорциональна работе, затрачиваемой на перемагничивание образца за один цикл.
Остаточная намагниченность ферромагнетиков является струк-
турно зависимой характеристикой (в отличии от намагниченности насыщения) и определяется, в первую очередь, наличием текстуры в образце и ориентацией внешнего магнитного поля по отношению к направлению легкого намагничивания образца. Для изотропного материала и случая, когда намагничивание происходит главным образом за счет необратимого поворота векторов намагничивания доменов в одно из направлений легкого намагничива-
ния, Iост ≈ 0,5Iнас (из-за усреднения проекций векторов намагничивания доменов на направление поля).
Коэрцитивная сила также является структурно зависимой характеристикой, но определяется главным образом дефектностью кристаллической решетки: торможением перемещения доменных стенок в периодически изменяющимся поле механических напряжений, а также их закреплением на включениях немагнитных фаз. Заметим, что для эффективного закрепления доменных стенок включения должны иметь размер порядка толщины доменной стенки.
Пластическая холодная деформация (т.е. ниже температуры рекристаллизации) вызывает искажения пространственной решетки. Внутренние напряжения, обусловленные искажением решетки, затрудняют процессы намагничивания и размагничивания ферромагнетиков. Магнитная проницаемость при наклепе понижается, и тем значительнее, чем больше степень обжатия. Коэрцитивная сила, наоборот, возрастает с повышением степени обжатия. Рекристаллизационный отжиг действует противоположно наклепу: повышает проницаемость, понижает коэрцитивную силу и потери на гистерезис, приводя значения этих свойств приблизительно к исходным величинам, которые имели место до наклепа.
При нагревании ферромагнетика наблюдается понижение намагниченности, причем это понижение происходит сначала мед-
552
ленно, а затем намагниченность резко падает и при температуре Кюри становится практически равной нулю (остается парамагнитная составляющая намагниченности).
Магнитная проницаемость в сильных полях также понижается при нагреве и в точке Кюри падает до нуля (рис. 3.116).
В слабых полях проницаемость при нагреве сначала возрастает (изза ослабления сил, препятствующих смещению доменных границ и повороту магнитных доменов) и в точке Кюри резко падает до нуля (из-за резкого уменьшения намагниченности вблизи температуры ферромагнитного превращения).
Классификация ферромагнитных материалов. Магнитные материалы по совокупности своих характеристик и, соответственно, областям применения делятся на две группы: магнитомягкие и магнитотвердые. Эта условное разделение распространяется как на ферро-, так и на ферримагнетики, поскольку основные закономерности их поведения очень близки.
Магнитомягкие материалы способны намагничиваться до насыщения в слабых полях и обладают высокой магнитной проницаемостью μнач и малыми потерями при перемагничивании. Считают, что намагничивание магнитомягких материалов происходит в основном за счет смещения междоменных границ. Условно говоря, к магнитомягким материалам относят материалы со значением коэрцитивной силы Hк < 800 A/м. Эти материалы находят свое применение в магнитопроводах (сердечниках трансформаторов, электромагнитов и т.д.) и магнитных экранах.
Наибольшее распространение получили следующие материалы: технические чистое железо; электротехническая сталь Fe-(0,5−5%)Si;
сендаст Fe-9,5%Si-5,5%Al; пермаллои Fe-(50−80%)Ni; некоторые
553
сплавы на основе железа и кобальта в аморфном состоянии; магнитомягкие ферриты МO Fe2O3, где М − это Ni, Zn и Mn.
Магнитотвердые материалы отличаются высокой удельной энергией, возрастающей с увеличением Iост, и высокой коэрцитивной силой Hк > 4 кA/м. Намагничивание происходит за счет вращения вектора намагниченности, хотя в некоторых сплавах на основе редкоземельных элементов преобладает смещение междоменных границ. Основное применение этих материалов − постоянные магниты и магнитные носители информации.
К магнитотвердым материалам относятся: сплавы на основе Fe- Ni-Al-(Co) и Nd-Fe-B; интерметаллическое соединение SmCo5; магнитотвердые ферриты МО Fe2O3, где М − Ba, Co, Sr.
Явление магнитострикции. Ферромагнетик при намагничивании изменяет свои линейные размеры и форму. Это явление назы-
вается магнитострикцией.
Рассмотрим причину возникновения этого явления. Допустим, что ферромагнитное тело мало и состоит только из одного домена. Пусть при температуре выше точки Кюри тело имеет форму шара (рис. 3.117, круг 1). В процессе охлаждения при переходе через точку Кюри тело становится ферромагнитным.
Рис. 3.117. Схема изменения размера ферромагнитного тела при охлаждении от точки Кюри для Fe (а) и Ni (б)
Пусть в парамагнитном состоянии расстояние между атомами равно a1 (рис. 3.118). При возникновении ферромагнетизма в процессе охлаждении для уменьшения энергии системы (т.е. увеличения значения обменного интеграла А) это расстояние увеличивается до a2 > a1, т.е. объем тела увеличивается (рис. 3.117, круг 2). Так обстоит дело в железе и кобальте, находящихся на возрастающем участке кривой Бете (см. рис. 3.108). В никеле, находящемся на спадающем участке кривой, наоборот – его объем при охлаждении через точку Кюри уменьшается.
554
Поскольку магнитные атомные мо- |
|
||
менты выстраиваются в рассматривае- |
|
||
мом |
однодоменном |
ферромагнетике |
|
вдоль оси легкого намагничивания, то в |
|
||
результате чисто магнитного взаимо- |
|
||
действия между ними ферромагнитное |
|
||
тело |
приобретает форму эллипсоида |
|
|
(рис. 3.117, круг 3). В многодоменном |
|
||
кристалле изменение |
формы каждого |
Рис. 3.118. Схема зависимости |
|
домена наталкивается на препятствия, |
|||
которые возникают под влиянием со- |
обменного взаимодействия |
||
интеграла А от межатомного |
|||
седних доменов, в результате чего воз- |
расстояния a |
||
никают упругие напряжения.
Ферромагнетизм сплавов. По величине намагниченности насыщения можно экспериментально определить среднее значение магнитного момента (в магнетонах Бора) атомов ферромагнетиков. Ни для одного из ферромагнетиков это значение не является целым числом: например, для Fe оно равно 2,22, для Со – 1,72 и для Ni – 0,60.
При образовании сплавов средний атомный магнитный момент изменяется. Механизм влияния сплавления на намагниченность насыщения часто зависит от структуры сплава; наиболее просто
объясняются особенности твердых растворов на основе никеля. Никель (Z = 28, ls22s22p63s23p63d84s2) имеет десять 3d + 4s элек-
тронов на атом. Перекрывающиеся d- и s-зоны заполнены электронами так, что в d-зоне не хватает 0,6 электрона на каждый атом для ее полного заполнения. Это и обусловливает наличие избыточного спинового момента, равного 0,6 МБ.
При образовании твердого раствора замещения Ni–Сu каждый атом меди (Z = 29, 3d94s2) добавляет один избыточный электрон, который попадает в 3d-зону никеля и увеличивает ее заселенность. Суммарная намагниченность при этом уменьшается с увеличением концентрации меди, и при 60 ат.% Cu в сплаве d-зона заполняется целиком, а намагниченность падает до нуля (рис. 3.119).
555
Рис. 3.119. Зависимость атомного магнитного момента никеля от концентрации легирующих элементов
Добавление к никелю двухвалентного цинка вызывает более быстрый спад намагниченности; трехвалентный алюминий снижает намагниченность твердого раствора еще быстрее. В то же время легирование никеля палладием, имеющим электронную структуру, аналогичную никелю, не вызывает изменения среднего магнитного момента атомов.
Подобные изменения атомных магнитных моментов были обнаружены и у сплавов железа, кобальта и никеля друг с другом и другими 3d-переходными элементами. Было показано, что в ферромагнитных сплавах 3d-элементов нескомпенсированность электронных спинов в d-зоне не может превышать 2,4 на атом.
Важной физической и технической характеристикой ферромагнетиков является температура Кюри, зависящая от величины обменного взаимодействия. Теория локализованных электронов Гейзенберга– Блоха–Вонсовского позволяет рассчитать точку Кюри двухкомпонентных неупорядоченных твердых растворов в зависимости от содержания компонентов cA и cB (cA + cB = 1) и обменных интегралов взаимодейст-
вия атомов A–A, B–B, A–B (AAA, ABB
и AAB):
556