Деякі властивості феромагнітних матеріалів

До феромагнітних матеріалів належать залізо, нікель, кобальт, гадолі­ній, диспрозій та їх сплави. Ці елементи мають магнітну проникність, значно більшу за μ₀ що зумовлює виняткове значення їх як магнітних матеріалів. Всередині феромагнетика існують магнітні взаємодії між атомами (взаємодія орбітальних і спінових магнетичних моментів), які насамперед визначають процеси намагнічування й перемагнічування феромагнетика. Зокрема спін-спінові магнітні взаємодії приводять до того, що весь об'єм феромагнітного тіла ділиться на велику кількість областей із спонтанною намагніченістю, які називають доменами. Всередині домена мільярди атомів орієнтовані своїми магнітними моментами паралельно один одному. Кожен домен намагнічений до насичення в даному напрямку, відмінному від напрямку намагніченості сусідніх доменів. Між сусідніми доменами з різним напрямом намагніченості є перехідні шари, всередині яких вектор намагніченості поступово повертається від одного напряму до іншого (рис. 3.8). Цей перехідний шар називають стінкою або границею доменів. Коли магнітні моменти окремих доменів ком­пенсують один одного, то сумарна намагніченість феромагнітного тіла дорів­нює нулеві. Енергетично найвигіднішим є таке розташування окремих доменів, при якому вони створюють замкнене магнітне коло (рис. 3.9). Розміри до­менів достатньо малі, однак при відповідній підготовці феромаг­нетика їх можна побачити під мікроскопом. Ширина домена, наприклад, для заліза . Межа між сусідніми доменами близько . Детальний аналіз створення доменів, їх взаємне розташування пояснюється в квантовій механіці.

Якщо розмагнічене феромагнітне тіло з безладним розташуванням доме­нів помістити в магнітне поле, то магнітні моменти доменів перерозподі­ляються і з'явиться складова намагніченості всього тіла в напрямі зовнішнього поля.

На рис. 3.10 показана крива намагнічування феромагнетика й зміна доменної структури та напрям спонтанної намагніченості у визначених точках цієї кривої для одного із кристалів. Припускається, що в площині рисунка є дві взаємно перпендикулярні осі легкого намагнічування, а зовнішнє поле спрямоване вздовж осі абсцис, утворює деякий кут з цими осями. При намагнічуванні феромагнетика відбуваються три різні за характером процеси: змі­щення границь доменів (зсув), обертання вектора спонтанної намагніченості й звичайний лінійний парамагнітний ефект збільшення намагніченості, який називають парапроцесом. Розподіл цих процесів по зонах кривої J=f(h) показано на рис. 3.10. На початковій стадії (ділянка 0- а) проходить пружне (оборотне) зміщення границь доменів, а потім (ділянка а - б) непружне (необоротне) зміщення. Ці процеси зумовлені збільшенням об'єму доменів, магнітний, момент яких утворює невеликий кут з напрямом зовнішнього магнітного поля , за рахунок зменшення об'єму інших, момент яких на­прямлений під великим кутом до , закінчуються вони тоді, коли кожен крис­таліт стає доменом. Вектор намагніченості такого домена спрямований вздовж цієї осі легкого намагнічування, яка складає найменший кут із зовнішнім полем. Подальше підвищення напруженості поля (ділянка г-д) викликає обертання магнітних моментів всіх доменів (кристалів) за напрямом поля. Поле, при якому скерування векторів спонтанної намагніченості всіх кристалів збігається з напрямом зовнішнього поля, називають полем технічного наси­чення Hs. Якщо продовжувати збільшувати зовнішнє поле, то намагніченість тіла буде зростати внаслідок збільшення намагніченості самих спонтанних ділянок. Останнє зумовлене орієнтувальною дією сильного магнітного поля на ті спіни, які були дезорієнтовані в антипаралельному напрямі тепловим рухом. В кінці парапроцесу всі антипаралельні спіни будуть переорієнтовані і феромагнітне тіло досягає стану абсолютного насичення.

Намагніченість Js областей залежить від температури. При температурі абсолютного нуля Js дорівнює намагніченості повного насичення J ∞. Тепловий рух зменшує значення Js, і при деякій температурі θ, характерній для цієї речо­вини, упорядковане розташування елементарних струмів в області повністю руйнується. Ця температура називається точкою Кюрі. Точка Кюрі для різних матеріалів різна: для заліза (Fe) +770 °С, для нікелю (Ni) +365 °С, для кобальту (Co) +1130 °С Вище від точки Кюрі речовина набуває властивостей звичайних парамагнітних речовин, його відносна магнітна проникність дещо більша від одиниці. Із зниженням температури магнітні властивості феромагнітиків від­новлюються.

При намагнічуванні феромагнітиків проходить невелика зміна їх ліній­них розмірів, тобто збільшення або зменшення довжини з одночасним зменшенням або збільшенням поперечного перерізу. Це явище називається магнітострикцією. Найяскравіше це виражено в нікелі. Ця зміна незначна близько 10^-6 попередніх розмірів.

Розглянемо перемагнічування феромагнітного матеріалу. Допус­тимо, що кільцевий магнітопровід із феромагнітного матеріалу не намагнічений і струму у витках котушки немає, тобто В = 0 і Н = 0 (початок координат, рис. 3.11). При І поступовому збільшенні намагнічувального струму, а отже, напруже­ності поля від нуля до деякого най­більшого значення Н_т = wI_m / l_ср магнітна індукція збільшується по кривій початкового намагнічування (0- а) і досягає відповідного максимального значення (В_т). Ця крива відповідає кривій, зображеній на рис. 3.10.

Після насичення магнітика (Н > H_s = Н_т) зі зменшенням поля Н намагнічуваність буде зменшуватись внаслідок зворотного процесу обертання магнітного моменту кожного домена в напрямі найближчої осі легкого намагнічування. При Н = 0 в магнітику збережеться залишкова намагніченість J_r, якій відповідає залишкова магнітна індукція . При цьому магнітні моменти доменів скеровані по осях легкого намагнічування.

При подальшому зменшенні напруженості поля Н до від'ємних значень внаслідок необоротного процесу зміщення границь почнеться після деякого поля, названого полем зрушення Н₃. Це поле відповідає зміні індукції від до 0,9 . При величині Н – Н_C, що називається коерцитивною силою, середнє значення магнітної індукції В дорівнює нулеві. Під час подальшого зменшення струму й напруженості поля продовжується необоротне зміщення границь доменів доти, доки ; і далі при зменшенні Н до - Н_т, магнітна індукція досягає В = -В_т (тут відбувається обертання доменів). Якщо після досягнення значення Н = -Н_т знову Н збільшувати до +Н_т, отримаємо симетричний цикл – петлю гістерезису. Тільки після достатньої кількості (близько десяти) повних перемагнічувань ми одержуємо однозначну симетричну гістерезисну петлю (са). Після деякого, достатньо великого значення Н = Н_гр, при якому речовина близька до стану насичення, подальше зростання Н_т, не викликає збільшення площі, яка охоплюється петлею гістерезису. Петлю гістерезису, яка відповідає значенню Н_гр, називають граничною петлею гістерезису. Всі інші можливі цикли гістерезису (крім граничного) називають частинними циклами і вони розташовані всередині граничної петлі гістерезису.

Як видно із рис. 3.11, при заданому значенні напруженості поля значення магнітної індукції може бути різним, залежно від того процесу, який був раніше. Це явище називають явищем гістерезису.

На рис. 3.12 показана сім'я симетричних петель гістерезису, одержаних при різних значеннях максимальної напруженості поля Н_т. При зміні Н_т відповідні точки В_т будуть пересуватися по кривій, яку називають основною кривою намагнічування. Ця крива проходить через вершини симетричних гістерезисних петель. Крива однозначна для заданого феромагнітного мате­ріалу, її наводять у довідковій літературі та використовують для розрахунку електромагнітних пристроїв. Крива симетрична відносно початку координат, тому її зображають тільки у першому квадранті. Основна крива намагнічування незначно відрізняється від початкової кривої намагнічування.

Магнітний стан речовини в постійних полях завжди характеризується точкою (В, Н), яка лежить всередині граничної петлі гістерезису. При розра­хунках електромагнітних кіл деколи вигідно користуватися замість граничної петлі середньою лінією між верхньою і нижньою вітками петлі гістерезису – середньою кривою намагнічування (пунктирна крива на рис. 3.11).

Крім симетричних петель, коли , можуть бути і несимет­ричні петлі, коли, які ще називають частковими циклами, наприклад, при одночасному намагнічуванні феромагнітика постійним і змін­ним полями. Вивчають такі процеси у спецкурсах.

На рис. 3.13. Зображена основна крива намагнічування В (Н)феромаг­нітного матеріалу. На основі цієї кривої побудована залежність магнітної про­никності від напруженості магнітного поля μ(Н). Для будь-якої точки кривої намагнічування, наприклад, для точки А, абсолютна ()і відносна () магнітна проникність визначаються:

(3.14)

 

 

Початкова проникність :

(3.15)

Максимальна проникність відповідає коліну кривої намагнічування і визначається як тангенс кута нахилу до осі абсцис дотичної, проведеної із початку координат до основної кривої намагнічування:

(3.16)

Зі збільшенням напруженості поля (вище за ) кут зменшується і, відповідно, магнітна проникність теж зменшується. При сильному насиченні феромагнітного матеріалу магнітна проникність його наближається до : , або .

Початкова магнітна проникність характеризує можливість використання феромагнетика в слабких магнітних полях. Максимальна проникність визначає верхню границю намагніченості та використання матеріалу в сильних магнітних полях. Так, наприклад, для листової електротехнічної сталі , а .

Отже, залежність магнітної індукції, а також магнітної проникності від напруженості магнітного поля для феромагнітного матеріалу достатньо складна і не може бути виражена простою розрахунковою формулою. Тому при розрахунках магнітних кіл вико­ристовують залежності В (Н) магнітних матеріалів, знятих експериментально.

Для порівняння на рис. 3.14 наведені залежності В і μ від Н для всіх неферомагнітних матеріалів, для яких прийнято: . Це лінійні харак­теристики.