Материал: Физика металлов и дефекты кристаллического строения

края кристалла кремнистого железа, на которой с помощью по­ рошковых фигур выявлены как основные, так и замыкающие домены, имеющие форму трехгранных призм.

Вторым фактором, подтверждающим существование доме­ нов, является скачкообразное (а не постепенное) изменение на­ магниченности ферромагнетика при плавном нарастании напря­ женности магнитного поля — эффект Баркгаузена.

Намагничивание ферромагнетиков. Каждый ферромагнетик в отсутствие внешнего магнитного поля состоит из большого числа доменов, намагниченных до насыщения в соответствии с температурой тела. Если объем /-го домена обозначить через Viy то его намагниченность будет равна JsVi. При отсутствии не только внешнего поля, но и остаточной намагниченности ферро­

магнитное тело не будет намагничено и J^sV^cosq)* = 0 (сум­ мирование идет по всем доменам, <р — угол между направлением вектора намагниченности /-го домена и любым зафиксирован­ ным направлением). Если приложить постоянное внешнее поле, то ферромагнетик начинает намагничиваться, его энергетиче­ ское состояние изменяется: энергия противоположно ориентиро­ ванных доменов увеличивается, а энергия доменов, ориентиро­ ванных в направлении вектора внешнего поля, уменьшается, вследствие чего происходит перераспределение моментов доме­ нов, и тело перемагничивается.

Процесс намагничивания ферромагнетика можно разделить на три этапа. Первый — в слабых внешних полях: рост объема доменов, намагниченность которых ориентирована относительно

ченности которых направлен под тупым углом (процесс смеще­ ния). Второй этап — в сильных внешних полях: изменение на­ правления вектора спонтанной намагниченности отдельных до­ менов или всего кристалла в целом путем поворота вектора Js (процесс вращения). Третий этап — парапроцесс, который бу­ дет рассмотрен далее.

Рассмотрим эти этапы подробнее.

В слабом магнитном поле домены с преимущественной ори­ ентацией магнитных спиновых моментов относительно вектора внешнего поля начинают расти за счет соседних (парных или непарных) доменов, находящихся в энергетически невыгодном состоянии с антипараллельной ориентацией и образующих с на­ правлением внешнего магнитного поля тупой угол. Рост доме­ нов происходит путем смещения границ до тех пор, пока доме­ ны, ориентированные невыгодным образом в отношении поля, не будут полностью поглощены. Механизм намагниченности на первом этапе проявляется в смещении границ доменов до со­ стояний тождественности всех направлений спиновых моментов с направлением спинового момента однозначного домена, кото­ рый совпадает с направлением вектора внешнего магнитного

поля. Поэтому первый этап намагничивания называется про­ цессом смещения границ (I на рис. 9.13). Этот процесс в слабых полях обратим, т. е. если при увеличении напряженности внеш­ него поля границы доменов движутся в одну сторону, то при уменьшении они будут перемещаться в обратном направлении. Участок кривой намагничивания, соответствующий этому про­ цессу, называется участком Рэлея. Движение границ на участке Рэлея происходит медленно и плавно, а магнитная проницае­

мость тела описывается формулой

фект Баркгаузена). Если в начале процесса вращения наблю­ дается значительное намагничивание тела с ростом напря­ женности поля, то затем процесс намагничивания заторма­ живается из-за резкого возрастания сопротивления повороту доменов (параллельно вектору поля (// на рис. 9.13)). Конеч­ ным результатом этой перестройки является увеличение об­ ластей спонтанной намагниченности, ориентированной в на­ правлении вектора поля. При полном совпадении векторов маг­ нитных моментов с вектором поля тело будет представлять со­ бой один большой домен. Момент такого превращения тела называется техническим насыщением (Js) и соответствует спон­ танной намагниченности тела при данной температуре. Поле Hs (рис. 9.13), при котором достигается техническое насыщение, называется полем насыщения. Таким образом, второй этап на­ магниченности ферромагнетиков состоит во вращении доменов и установлении вектора спонтанной намагниченности парал­ лельно вектору внешнего поля.

Так как техническое насыщение рассматривается в предель­ ных условиях, то в общем объеме спонтанной намагниченности при данной температуре в результате дезорганизующего дей­ ствия теплового движения отдельные магнитные моменты ато­ мов могут оказаться повернутыми против вектора внешнего поля. Поэтому намагниченность тела при техническом насыще­ нии будет определяться разностью параллельно и антипарал­ лельно ориентированных спинов. При этом количество антипа­ раллельно ориентированных спинов зависит от температуры и растет при приближении к температуре Кюри, когда количество

перевернутых спиновых магнитных моментов станет равно ко­ личеству параллельно ориентированных полю.

Дальнейшее увеличение напряженности поля порождает тре­ тий этап — парапроцесс, или истинное намагничивание. Сущ­ ность парапроцесса состоит в увеличении спонтанной намагни­ ченности в результате поворота антипараллельных спинов по направлению вектора напряженности внешнего поля. Парапро­ цесс длится до тех пор, пока все антипараллельно направленные спины не окажутся переориентированными по вектору поля, т. е. пока не наступит состояние, соответствующее намагниченности насыщения ферромагнетика при ОК (/// на рис. 9.13). Обычно парапроцесс дает небольшое приращение намагниченности, ве­ личина которого возрастает с повышением температуры. Схема­ тически процесс технического насыщения показан на рис. 9.14, где а соответствует исходному ненамагниченному состоянию, б и в — росту «выгодных» доменов за счет «невыгодных», г — состоянию технического насыщения, после которого начинается парапроцесс, д — абсолютному насыщению.

Применяемые в промышленности ферромагнетики в боль­ шинства случаев являются поликристаллическими телами, пред­ ставляющими собой конгломерат огромного количества отдель­ ных кристаллов. Исследование магнитных свойств отдельных кристаллов показывает, что такие характеристики, как величина спонтанной намагниченности, температура Кюри, остаются по всем направлениям кристалла постоянными, а способность тела к намагничиванию зависит от кристаллографического направле­ ния, и в этом отношении кристаллические тела являются анизо­ тропными.

Если строить кривые намагничивания по разным направле­ ниям, например в кристалле железа, то окажется, что намагни­ ченность монокристалла в направлении ребер куба [100], [010], [001] и т. д. резко возрастает при наложении даже относительно слабого внешнего поля и достигает предела насыщения, в то время как намагниченность насыщения вдоль диагонали куба [111] и эквивалентных направлений достигается в полях, в де­ сятки раз более мощных, чем в первом случае (рис. 9.15, а). Поэтому направления типа [100] называются осями наилегчай-

гиего намагничивания, а направления [111], вдоль которых трудно намагнитить тело, называются осями трудного намагни­ чивания. Исследования, проведенные на монокристаллах никеля, имеющего ГЦК-решетку, показали противоположную картину: осью трудного намагничивания является направление вдоль ребра куба [100], а направлением наилегчайшего намагничива­

рис. 9.15, а). Монокристалл кобальта имеет всего одну ось наи­ легчайшего намагничивания, совпадающую с направлением гексагональной оси (см. рис. 9.15,6).

Энергию, связанную с взаимодействием намагничивания по разным осям, называют энергией магнитной кристаллографиче­ ской анизотропии, или энергией магнитной анизотропии. Экспе­ риментально установлено, что для намагничивания до степени насыщения по направлению оси трудного намагничивания тре­ буется значительно больше энергии, чем для намагничивания в направлении оси наилегчайшего намагничивания. Разность этих энергий и есть энергия магнитной анизотропии. Плотность энергии анизотропии зависит от типа кристаллической структуры металла.

В связи с безразличной ориентацией магнитных моментов до­ менов в поликристаллах ферромагнетиков поликристаллические материалы изотропны. Однако существование в кристаллах на­ правлений наилегчайшего намагничивания широко использует­ ся на практике. Так, например, при прокатке трансформатор­ ного железа изготавливают тонкие пластины с определенно направленной структурой (текстурой), по направлению которой ориентируется ось легкой намагниченности. В результате полу­ чают магнитно-мягкий материал, обладающий малыми поте­ рями на гистерезис.

В отличие от магнитной анизотропии, связанной со строе­ нием кристаллической структуры и называемой естественной анизотропией, анизотропия, полученная в результате механиче­

ской деформации ферромагнетика, называется магнитоупругой. Ее появление связано со смещением атомов из своих нормаль­ ных положений в кристаллической решетке в результате дефор­ мации, что приводит к изменению характера их магнитного взаимодействия в кристалле. Магнитоупругая анизотропия можен быть уничтожена путем нагревания: отжига ферромагнетика.

Магнитострикция. Возникновение спонтанной намагниченно­ сти в ферромагнетиках, а также процесс их намагничивания сопровождаются рядом важных для практики механических и электрических явлений. Если наблюдаемое явление не меняет своего характера при изменении знака магнитного поля, то оно называется четным эффектом; если же характер явления зави­ сит от полярности поля, то — нечетным эффектом. К четным эффектам относится магнитострикция: изменение формы и раз­ меров тела при наложении магнитного поля.

Количественно магнитострикция характеризуется относи­ тельным изменением размеров тела. В случае линейного изме­ нения магнитострикция (X) выражается следующим образом:

* = (/-«//<>.

где /о — начальная длина тела до наложения поля; / — длина образца в магнитном поле.

Относительное изменение размеров ферромагнетиков вдоль направления намагничивания называется продольной магнитострикцией, а перпендикулярно направлению намагничивания — поперечной. Продольная и поперечная магнитострикции, как правило, имеют разные знаки. Если в продольном поле ферро­ магнетик увеличивает свой размер, т. е. магнитострикция поло­ жительна, то в поперечном поле тело уменьшается и его магни­ тострикция отрицательна, и наоборот. Так, например, никель при намагничивании до насыщения сжимается в направлении намагничивания и удлиняется в поперечном направлении.

С ростом магнитного поля изменяется и магнитострикция. В слабых полях она незначительна; в сильных, когда дости­ гается техническое насыщение, магнитострикция также дости­ гает насыщения (Xs). Величина A,s, характеризующая относи­ тельное изменение размеров тела, намагниченного до насыще­ ния в направленном магнитном поле, называется константой магнитострикции. У монокристаллов %s зависит от направления поля относительно кристаллографических плоскостей. На рис. 9.16 показана зависимость Xs от напряженности магнит­ ного поля (Н) по трем кристаллографическим направлениям в монокристалле железа. Как видим, у монокристаллов магни­ тострикция зависит не только от напряженности поля, но и от кристаллографического направления.

Между магнитострикцией и намагниченностью существует следующая зависимость:

X= а/2,