Намагнічування феромагнетиків

При внесенні феромагнетика у зовнішнє магнітне поле проходить його намагнічування, яке супроводжується зміною його доменної структури.

Нехай маємо монокристалічний феромагнетик. Він складається з чотирьох доменів, які дають нульовий результуючий магнітний момент за відсутності зовнішнього магнітного поля (рис. 8.9, а, де стрілками показано напрямок вектора ).

Рис.8.9 Механізм перемагнічування феромагнетика

При внесенні такого феромагнетика в магнітне поле він буде намагнічуватись. Можна виділити 3 стадії намагнічування:

1-а стадія – процес зміщення границь доменів. Домен 1, який розміщений у найбільш сприятливій орієнтації відносно напрямку зовнішнього поля. Його підсилення відбуватиметься за рахунок доменів 2, 3, 4. Це зростання буде проходити через зміщення границь доменів, як показано на рис. 8.9, б. Зміщення відбуватиметься доти, поки домен 1 пошириться на весь монокристал. Цій стадії на кривій намагніченості (рис. 8.10) відповідає ділянка OA, на якій при малих H намагнічення протікає плавно і є зворотним, а в середніх полях – стрибкоподібно і незворотно (ефект Баркгаузена).

Рис. 8.10.Стадії намагнічування феромагнетика

2-а стадія – процес обертання. При подальшому підсиленні зовнішнього поля починається поворот вектора у напрямку поля (рис. 8.9, в). Цей процес викликає менш значний ріст намагніченості, ніж перша стадія і завершується при розміщенні вектора вздовж поля. Швидкість процесу обертання залежить від величини магнітної анізотропії. Після закінчення цієї стадії намагніченість феромагнетика досягає технічного насичення. На кривій намагніченості цій стадії відповідає ділянка AB (див. рис. 8.10).

3-я стадія – парапроцес. При дальшому збільшенні H поля спостерігається невелике зростання за рахунок більш строгої взаємної паралельності спінів. Сильне поле H зменшує розорієнтовуючу дію теплового руху. Парапроцесові на кривій намагніченості (див. рис. 8.10) відповідає ділянка III. На цій ділянці приріст намагніченості незначний, однак поблизу точки Кюрі через зростаючий дезорієнтовуючий вплив теплового руху парапроцес майже повністю визначає характер намагнічування феромагнетиків.

Уявлення про доменну структуру феромагнітного матеріалу дають змогу ширше зрозуміти суть магнітного гістерезису. Наявність у феромагнетику різних домішок, напружень і т.д. істотно впливає на енергію стінок Блоха, створюючи для них потенціальні ями. Ці ями доменні стінки проходять на першій стадії намагнічування. При завершенні повного циклу перемагнічування гістерезисна петля може виявитися дуже вузькою, якщо феромагнетик містить мінімальну кількість дефектів.

Щоб почалось перемагнічування феромагнетика при зміні напрямку поля на протилежний, у ньому повинні виникнути осередки перемагнічування, які розростаються і приводять до перемагнічування всього феромагнетика. Такі зародки з’являються лише при достатньо сильному оберненому полі, яке називається стартовим полем H_ст.. при такому полі зародки ростуть дуже швидко, перемагнічування протікає майже миттєво і петля гістерезису має практично прямокутну форму. Однак при наявності дефектів у феромагнетику зародки перемагнічування можуть виникати в різних місцях і при різних зовнішніх полях, що і зумовлює звичайну форму петлі гістерезису [3].

Намагнічування феромагнетиків залежить від температури. З підвищенням температури залишкове намагнічення зменшується і при певній температурі, яка називається точкою Кюрі (точкою магнітного перетворення), зникає зовсім. Це пояснюється досить інтенсивним тепловим рухом молекул феромагнетика і дезорієнтацією спінових магнітних моментів. Точка Кюрі для різних феромагнетиків неоднакова: для заліза вона становить 1053 К, нікелю 631 К, кобальту 1423 К тощо. З переходом через точку Кюрі феромагнетик поводить себе в зовнішньому магнітному полі як парамагнетик. Магнітна сприйнятливість для феромагнетиків підлягає законові Кюрі-Вейсса: χ = С/(Т - Т_k), де C – стала, що залежить від природи феромагнетика.

Експериментально встановлено, що в намагнічуванні феромагнетиків основну роль відіграють не магнітні моменти орбітального руху електронів, а спінові магнітні моменти p_ms. При температурах, нижчих від точки Кюрі, феромагнетик природно розділяється на велику кількість досить малих областей самовільного (спонтанного) намагнічення. Такі ділянки спонтанного намагнічення всередині феромагнетика називаються доменами.

Лінійні розміри доменів мають порядок 10^–4  10^–5 м. У межах окремих доменів вектори p_ms упорядковані та спрямовані в якомусь одному напрямі. Але домени всередині тіла зорієнтовані безладно, тому, коли зовнішнього магнітного поля немає, векторна сума магнітних моментів рівна нулю і тіло в цілому ненамагнічене.

Рис. 8.11. Петля гістерезису феромагнетика

Для дослідження цього явища помістимо не намагнічений стержень у котушку і збільшуватимемо в ній струм, починаючи від нуля. Тоді залежність вектора намагніченості від напруженості магнітного поля зобразиться кривою OJ₁ (рис. 8.11).

При H = H_н настає насичення. Якщо тепер зменшувати напруженість магнітного поля від H_н до 0, то графік J = f(H) уже не піде зворотним шляхом, а зобразиться кривою J₁J_r, яка лежить вище від первинної кривої. Отже, зменшення H не супроводиться відповідним зменшенням J, спостерігається відставання розмагнічення.

Явище відставання (запізнення) змін намагнічення тіла від змін напруженості магнітного поля називається магнітним гістерезисом, а те намагнічення, яке залишається після зникнення зовнішнього магнітного поля, називається залишковим намагніченням. При цьому частина магнітних моментів атомів залишається зорієнтованою в початковому напрямі. Залишкове намагнічення вимірюється відрізком J_r.

Щоб знищити J_r, збільшуватимемо H у протилежному напрямі. При H = –H_k залишкова намагніченість зникає (крива J_r – H_к). Напруженість поля H_к, при якій знищується залишкове намагнічення J_r, є мірою стійкості феромагнетика і називається затримуючою або коерцитивною силою.

Якщо ще збільшувати H у протилежному напрямі, то намагніченість зобразиться кривою H_кJ₂ і при H = –H_н знову настане насичення: стержень намагнітиться у протилежному до початкового напрямі. Якщо тепер H зменшувати до нуля, то залишкове намагнічення стане рівним –J_r. Щоб його знищити, треба збільшувати H від 0 до H_к. При H = H_н знову настане початкове насичення.

Коли H змінюється циклічно від H_н до –H_н і навпаки, крива намагнічення феромагнетика має вигляд замкненої кривої, яка називається петлею гістерезису [2].

Робота, потрібна для перемагнічування феромагнетика, виконується за рахунок енергії магнітного поля. Форма петлі гістерезисну, залишкова намагніченість і коерцитивна сила – основні характеристики феромагнітних матеріалів, які є різними для різних феромагнетиків. За цими характеристиками феромагнетики поділяють на магнітом’які з великою магнітною проникністю і малою коерцитивною силою і магнітотверді з відносно великою магнітною проникністю і великою коерцитивною силою. До магнітом’яких феромагнетиків відносять чисте залізо, залізокремнійові сплави (трансформаторне і динамне залізо), залізо-нікелеві сплави та ін.

Магнітом’які феромагнетики використовуються установках зі змінними магнітними полями, наприклад, у трансформаторах, індукційних котушках. При використанні таких осердь втрати енергії на перемагнічування незначні. До твердих магнітних матеріалів належать такі, для яких коерцитивна сила H_к і залишкова індукція B_r великі (вуглецева сталь, кобальтові сплави та ін.).

Тверді магнітні матеріали використовують для створення постійних магнітів, які є складовою частиною магнітоелектричних вимірювальних приладів, гучномовців тощо.

Названі вище магнітні матеріали мають малий питомий опір, а тому у змінних магнітних полях спричиняють значні втрати енергії на індукційні струми. Щоб запобігти таким втратам, використовують напівпровідникові феромагнетики – ферити. Вони мають дуже великий питомий опір.

Ферити – це тверді розчини оксиду заліза Fe₂O₃ з оксидом одновалентного чи двовалентного металу (Ni, Zn, Si, Cd, Cu, Pb та ін.). Виготовляють ферити спіканням при температурі 11001600 К добре перемішаних порошкоподібних компонент. Особливого значення набули магній-манганові ферити з коерцитивною силою 160000240000 А/м. Їх використовували як запам’ятовуючі пристрої ЕОМ (B_r і –B_r відповідають 0 і 1 у двійковій системі числення).