книги из ГПНТБ / Миловзоров, В. П. Электромагнитные устройства автоматики учебник

По магнитным свойствам все вещества подразделяют на диамагне­ тики, парамагнетики, ферромагнетики, антиферромагнетики и ферримагнетики.

Чтобы понять магнитные свойства различных веществ, характе­ ризуемые величиной р, и, в частности, материалов, которые применя­ ют для изготовления сердечников электромагнитных элементов разных типов, необходимо знать строение атомов и кристаллов твердых тел.

Как известно, атом состоит из ядра и электронов, вращающихся вокруг ядра по орбитам. Круговой ток создает магнитный момент, определяемый формулой

т, а-м2 = is

(где і — сила тока, а; s — площадь, обтекаемая током, м2), а вращаю­ щийся по орбите электрон обладает некоторым орбитальным магнит-

Рис. 1.1. Магнитные моменты электрона в атоме

ным моментом. Кроме того, при движении по орбите каждый элек­ трон обладает свойством, близким к свойствам заряженного тела, вра­ щающегося вокруг своей оси. Это свойство называют с п и н о м э л е к т р о н а . Спин электрона, эквивалентный круговому току, обусловливает спиновый магнитный момент. Протоны и нейтроны, входящие в ядро атома, тоже имеют некоторые магнитные моменты, но в сотни раз меньшие, чем электрон. Поэтому можно считать, что магнитные свойства атома определяются в основном магнитными свой­ ствами его электронов (рис. 1.1, а). В случае нескольких электронов полный, или с о б с т в е н н ы й , магнитный момент атома определяет­ ся векторной суммой орбитальных и спиновых моментов с учетом их направления.

Если на атом воздействует внешнее магнитное поле Н, то возникает прецессия орбит электронов вокруг вектора этого поля. Прецессия орбиты, показанная на рис. 1.1,6 пунктиром, эквивалентна некоторо­ му дополнительному вращению электрона, которое вследствие его за­ ряда создает дополнительный магнитный момент. По правилу Ленца этот магнитный момент всегда направлен против внешнего поля и стре­ мится ослабить его. Это явление называют д и а м а г н е т и з м о м ; оно присуще атомам всех веществ.

. 10

Орбитальные и спиновые магнитные моменты могут иметь лишь одно из двух противоположных направлений. В случае противополож­ ного направления магнитные моменты пары электронов взаимно ком­ пенсируются. Это имеет место в любой полностью заполненной обо­ лочке, например у атома гелия, изображенного на рис. 1.1, в. Собствен­

ный магнитный момент такого атома в отсутствие внешнего поля ра­ вен нулю.

Магнитный момент единицы объема вещества называют н а м а г ­ н и ч е н н о с т ь ю

J, а/м — 2 tn/V,

где 2 т — суммарный момент атомов, занимающих объем V. Намагниченность можно рассматривать как напряженность, соз­

даваемую микротоками электронных оболочек вещества. Поэтому ин­

Часто векторы Н и J имеют одинаковое направление. При этом мож­

но перейти к скалярному выражению и разделить обе части равенства

(1.2) на Н:

женности внешнего поля Н. Кроме инертных газов, диамагнитны вода, некоторые металлы (медь, серебро, золото, ртуть, цинк, свинец, вис­ мут) и многие органические соединения.

У парамагнитных веществ атомы обладают отличными от нуля соб­ ственными магнитными моментами, которые при отсутствии внешнего поля ориентированы равновероятно по всем направлениям, поэтому средний магнитный момент вещества равен нулю. При наложении внеш­ него поля возникают силы, которые преодолевают дезориентирующее действие теплового движения атомов и ориентируют магнитные момен­ ты атомов по полю, подобно магнитным стрелкам, помещенным во внешнее^поле. Эта ориентация превышает диамагнитный эффект, создавае­ мый прецессией электронных орбит, в результате чего у парамагнети­ ков общая намагниченность совпадает с направлением внешнего поля. Магнитная восприимчивость парамагнетиков имеет положительное значение, а р > 1. К парамагнетикам относятся многие металлы (маг­ ний, кальций, алюминий, хром, молибден, марганец) и соли железа, кобальта, никеля, редкоземельных элементов и др.

У диамагнетиков и парамагнетиков — слабомагнитных веществ, намагниченность невелика и является наведенной внешним полем

И

намагниченностью, которая исчезает вместе с исчезновением этого поля.

Ферромагнетики — это сильномагнитные вещества, у которых от­ носительная магнитная проницаемость р > 1 и может достигать десят­ ков и даже сотен тысяч. Из химически чистых элементов ферромагнит­ ными свойствами обладают только девять: железо, никель, кобальт, гадолиний и при температурах значительно ниже 0° С пять редкоземель­ ных элементов (эрбий, диспрозий, тулий, гольмий и тербий). Однако число ферромагнитных материалов очень велико, потому что к ферро­ магнитным материалам относятся сплавы самих ферромагнитных эле­

известны ферромагнитные сплавы из неферромагнитных элементов. Как уже отмечалось, собственный магнитный момент атома являет­ ся суммой орбитальных и спиновых моментов электронов. Физические

эксперименты [1.1] показали, что ферромагнитные свойства опреде­ ляются именно нескомпенсированными спинами электронов.

В атомах с достаточно большими порядковыми номерами электроны сгруппированы в электронные оболочки (слои). Максимальное число электронов в слое равно 2 п2. В слоях имеются подслои: первый s, вто­ рой р, третий d, четвертый /, пятый g. Для каждого подслоя существу­ ет свое предельное число электронов, полностью заполняющее под­ слой, причем у заполненных слоев и подслоев как орбитальные, так и спиновые магнитные моменты взаимно скомпенсированы. По мере уве­ личения числа электронов в атоме происходит последовательное запол­

нение слоев и подслоев и лишь у ферромагнетиков эта последователь­ ность нарушается.

На рис. 1.2, а изображены электронные слои (их номер обозначают цифрой) и подслои (s, р, d) в атоме железа. В скобках около

12

каждого подслоя указано число электронов, необходимое для полного его заполнения. Например, подслой 3d еще не заполнен (в нем шесть электронов, а для заполнения нужно десять) и в то же время нача­ лось заполнение следующего подслоя 4s, который имеет два электрона. В незаполненном подслое пять электронов обладают положительным (правым) спином и лишь один — отрицательным (левым). Следователь­ но, атом железа имеет четыре нескомпенсированных спина. Подобное отсутствие компенсации спиновых моментов в одном из внутренних

слоев электронной оболочки атома является необходимым условием фер­ ромагнетизма.

Электроны внешнего (наружного) слоя являются валентными и при химических взаимодействиях различных элементов их магнитные мо­ менты взаимно компенсируются даже в том случае, когда у отдельно рассматриваемого атома во внешнем слое имеются электроны с неском­ пенсированными спинами.

Наличие нескомпенсированных спинов во внутренних слоях яв­ ляется необходимым, но недостаточным условием ферромагнетизма. Кроме того, изолированные друг от друга атомы таких веществ не про­

в кристалле, когда электроны внутренних незаполненных слоев прина­

которого в значительной степени зависят от относительного расстоя­ ния между атомами в кристаллической решетке.

При положительном значении этого интеграла обменное взаимодей­ ствие атомов приводит к параллельной ориентации нескомпенсирован­

его ферромагнитные свойства. Слово «спонтанная» подчеркивает, что эта намагниченность является следствием сил межатомного взаимо­ действия, а не появляется, как наведенная намагниченность у диа- и парамагнетиков, лишь в результате воздействия на вещество внеш­ него магнитного поля.

При отрицательном значении интеграла обмена спины электронов в незаполненных внутренних слоях соседних атомов самопроизволь­ но устанавливаются антипараллельно и, таким образом, взаимно компенсируются, так что собственный магнитный момент вещества становится равным нулю и спонтанная намагниченность отсутствует. В этом состоит явление антиферромагнетизма.

Из рис. 1.2, б, где в скобках рядом с обозначениями элементов ука­ заны числа нескомпенсированных спинов, очевидно, что железо, ко­

в частности, что марганец приобретает ферромагнитные свойства в спла­ вах с такими неферромагнитными элементами, как висмут, олово и др.,

13

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