Ферромагнетики » Рефераты: скачать бесплатно рефераты на любую тему.

Ферромагнетики

Міністерство освіти та науки України

Національний університет „Львівська політехніка”

Курсова робота

На тему:”Ферромагнетики”

З курсу: „Матеріалознавство”

Виконав:

Студент гр.ЕА-21

Перевірив:

Васьків

Львів-2003

Зміст:

Вступ.......................................................
...............................3

1) Початкове намагнічування................................................
......................5

2) Модель внутрішньої будови ферромагнетика..........................................7

2) Магнітне поле в речовині......................................................
..................7

3)
Намагніченість................................................
.........................................8

4) Магнітна проникність різних тіл. Тіла парамагнітні і діамагнітні.....9

5) Циклічне перемагнічування..............................................
......................11

6) Рух парамагнітних і діамагнітних тіл у магнітному полі.

Досліди

Фарадея....................................................

........................................14

7) Молекулярна теорія магнетизму....................................................
.........17

8) Магнітний захист........................................................
...............................18

9) Особливості феромагнітних тіл...........................................................
.....20

10) Властивості ферромагнетиків і якісні основи природи

Ферромагнетизму............................................

..........................................28

11) Вивчення гистерезиса ферромагнітних матеріалів..................................32

12) Основи теорії ферромагнетизму...............................................
................32

13) Ферромагнітні матеріали.....................................................
.......................35

14) Магнітні властивості деяких магніто-м”яких матеріалів........................37

15) Магнітні властивості деяких магніто-твердих матеріалів.......................38

16) Експерементальне вивчення властивостей ферромагнетиків...................39

Висновки......................................................
..........................................................44

Список використаної літератури....................................................
......................46

Вступ

Ферромагнетизм, один з магнітних станів кристалічних, як правило, речовин, що характеризується рівнобіжною орієнтацією магнітних моментів атомних носіїв магнетизму. Рівнобіжна орієнтація магнітних моментів
(мал. 1) установлюється при температурах Т нижче критичної Q і обумовлена позитивним значенням енергії межэлектронного обмінної взаємодії. Феромагнітна упорядкованість магнітних моментів у кристалах
(атомна магнітна структура - коллінеарна або неколлинеарна) безпосередньо спостерігається і досліджується методами магнітної нейтронографії. Речовини, у яких встановився феромагнітний порядок атомних магнітних моментів, називають ферромагнетиками. Магнітна сприйнятливість (ферромагнетиків позитивна (c > 0) і досягає значень 104-
105 гс/э, їхня намагніченість J (або індукція В = Н +4p) росте зі збільшенням напруженості магнітного поля Н нелінійно і в полях 1-100 э досягає граничного значення Js - магнітного насичення. Значення J залежить також від "магнітної передісторії" зразка, це робить залежність
J від Н неоднозначної (спостерігається магнітний гистерезис).

У магнітному відношенні всі речовини можна розділити на слабомагнітні

( парамагнетики й діамагнетики) і сильнонамагнічені
(феромагнетики).

Пара- і діамагнетики при відсутності магнітного поля ненамагнічені і характеризуються однозначною залежністю J від H.

Ферромагнетиками називають речовини (тверді), що можуть мати спонтанну намагніченість, тобто намагнічені вже при відсутності зовнішнього магнітного поля. Типові представники ферромагнетиків
– це залізо, кобальт і багато їхніх сплавів.

Початкове намагнічування

Під дією зовнішнього магнітного поля, створеного струмом у котушці, накладеної на сталевий магнитопровід, відбувається процес орієнтації доменов у магнитопроводе і зсув їхніх границь. Це приводить до намагнічування сталевого магнитопроводу, причому намагніченість збільшується зі збільшенням зовнішнього магнітного поля.

Намагніченість М феромагнітного матеріалу росте тільки до граничного значення, називаного намагніченістю насичення Мs.
Залежність намагніченості М від напруженості поля М(H) показана на мал. 2 штриховою лінією. На тім же малюнку показана лінійна залежність B0(H)=?0М. Складаючи ординати кривій ?0М(H) і прямій
М0(H), одержуємо ординати новій кривій B(H) - кривій первісного намагнічування (рис 2). Криву B(H) можна розділити на чотири ділянки
:

1) майже лінійна ділянка 0а, що відповідає малим напряженностям поля, показує, що магнітна індукція збільшується відносно повільно і майже пропорційно напруженості полючи;

2) майже лінійна ділянка аб, на якому магнітна індукція В росте також майже пропорційно напруженості поля, але значно швидше, ніж на початковій ділянці ;

3) ділянка бв - коліно кривій намагнічування, що характеризує уповільнення росту індукції B;

4) ділянка магнітного насичення - ділянка , розташована вище крапки в; тут залежність знову лінійна, але ріст індукції B дуже сильно уповільнений у порівнянні з другим. Магнітна індукція, що відповідає намагниченности насичення, називається індукцією насичення Bs.

Таким чином, залежність магнітної індукції від напруженості поля у феромагнітного матеріалу досить складна і не може бути виражена простою розрахунковою формулою. Тому при розрахунку магнітних ланцюгів, що містять ферромагнетики, застосовують зняті експериментально криві намагнічування B(H) магнітних матеріалів.
Крива намагнічування вперше була отримана експериментально в 1872 році професором Московського університету А. Г. Столетовым.

Абсолютна магнітна проникність ферромагнетика визначається для довільної крапки А кривої намагнічування (мал. 3) через тангенс кута нахилу січної 0А к осі абсцис, тобто

Де mв, mн, mм - масштаби відповідних величин .

Крива зміни магнітної проникності r для феромагнітного матеріалу дана на тім же мал. 3. Як видно з графіка, магнітна проникність з ростом напруженості поля змінюється в досить широких границях, що утрудняє її застосування для розрахунків. На кривій Мr(H) відзначають два характерних значення магнітної проникності:

початкове (мал. 3)

2. максимальне

Початкова магнітна проникність характеризує можливість використання ферромагнетика в слабких магнітних полях. Максимальна магнітна проникність визначає верхню границю використання матеріалу.
Так, наприклад, для листової електротехнічної сталі Мн=250-1000, а
Мmax=500-30000.

Модель внутрішньої будови ферромагнетика

Модель внутрішньої будівлі ферромагнетика служить для пояснення утворення доменів у ферромагнетику і їхньої переорієнтації при намагнічуванні.

Прилад складається з рамки з дном з органічного скла і встановленими на ньому двадцятьма вістрями. Вістря розміщені в чотири ряди на відстані приблизно 15 мм друг від друга. На кожне вістря насаджений сталевий намагнічений циліндрик з одним закругленим торцем. Зверху рамка закрита склом, що охороняє циліндрики від зіскакування з вістря. Прилад пристосований для горизонтальної діапроекции.

При випадковому розташуванні магнітиків останні мимовільно групуються так, що в кожній групі магнітики мають визначену орієнтацію (домени, або області мимовільного намагнічування). Під дією зовнішнього магнітного поля всі магнітики орієнтуються уздовж його силових ліній.

Для демонстрації потрібний проекційний апарат із пристосуванням для горизонтальної проекції і смугові магніти.

Магнітне поле в речовині.

Якщо в магнітне поле, утворене струмами в провідниках увести деяку речовину, поле зміниться. Це пояснюється тим, що будь-яка речовина є магнетиком, тобто здатна під впливом магнітного поля намагнічуватися – здобувати магнітний момент М. Цей магнітний момент складається з елементарних магнітних моментів mo , зв'язаних з окремими частками тіла М = mo.

В даний час встановлено, що молекули багатьох речовин володіють власним магнітним моментом, зумовленим внутрішнім рухом зарядів.
Кожному магнітному моменту відповідає елементарний круговий струм, що створює в навколишньому просторі магнітне поле. При відсутності зовнішнього магнітного поля магнітні моменти молекул орієнтовані безладно, тому зумовлене ними результуюче магнітне поле дорівнює нулю. Дорівнює нулю і сумарний магнітний момент речовини. Останнє відноситься і до тих речовин, молекули яких при відсутності зовнішнього поля не мають магнітних моментів.

Якщо ж речовину помістити в зовнішнє магнітне поле, то під дією цього поля магнітні моменти молекул здобувають переважну орієнтацію в одному напрямку, і речовина намагнічується – його сумарний магнітний момент стає відмінним від нуля. При цьому магнітні поля окремих молекул уже не компенсують один одного, у результаті виникає поле B. Інакше відбувається намагнічування речовин, молекули яких при відсутності зовнішнього поля не мають магнітного моменту.
Внесення таких речовин у зовнішнє поле индукує елементарні кругові струми в молекулах, і молекули, а разом з ними і всією речовиною здобувають магнітний момент, що також приводить до виникнення поля
В1. Більшість речовин при внесенні в магнітне поле намагнічуються слабо. Сильними магнітними властивостями володіють тільки феромагнітні речовини : залізо, нікель, кобальт, багато їхніх сплавів та ін.

Намагніченість.

Термін «магнетики» застосовується до всіх речовин при розгляді їхніх магнітних властивостей. Ступінь намагнічення магнетика характеризується магнітним моментом одиниця об'єму. Цю величину називають намагніченістю і позначають J. Вона являє собою магнітний момент одиничного обсягу

Намагніченість є величиною векторною. Вона зростає зі збільшенням індукції В (чи напруженості Н) магнітного поля.

Величина , що одержала назву відносної магнітної проникності середовища, показує, у скількох разів магнітна індукція поле в даному середовищі більше, ніж магнітна індукція у вакуумі. Величину називають магнітною сприйнятливістю. Якщо у всіх точках речовини вектор J однаковий, говорять, що речовина намагнічена однородно.

Магнітна проникність різних тіл. Тіла парамагнітні і діамагнітні.

Магнітна сприйнятливість може бути як позитивною, так і негативною. Якщо вона 0 вектор J рівнобіжний вектору Н.
Магнетики, що володіють такою властивістю, називають парамагнетиками. У більшості випадків по модулю магнітної сприйнятливості парамагнетиків перевищують магнітні сприйнятливості діамагнетиків. Залежність намагніченості цих двох типів магнетиков від напруженості поле є лінійної.

Слід зазначити, що лінійна залежність J(H) для парамагнетиків спостерігається тільки в області слабких полів і при високих температурах. У сильних полях і при низьких температурах J(H) поступово виходить на «насичення». Як у діамагнетиках, так і в парамагнетиках під час відсутності магнітного поле намагніченість дорівнює нулю.

Табл.1

Виміри показують, що магнітна проникність усіх речовин відмінна від одиниці, хоча в більшості випадків ця відмінність дуже мала.
Але особливо чудовим виявляється той факт, що в одних тіл величина магнітної проникності >1 , а в інших вона Hmax виходить уже безгістерезисна ділянка кривій B(H).

Якщо для даного феромагнітного матеріалу, вибираючи різні найбільші значення струму Іa, одержати кілька симетричних петель гистерезиса (мал. 5) і з'єднати вершини петель, то одержимо криву, називану основній кривій намагнічування, близьку до кривої початкового намагнічування.

Циклічне перемагнічування можна застосувати для розмагнічування магнитопровода, тобто для зменшення залишкової індукції до нульового значення. З цією метою магнитопровід піддають впливові змінюються по напрямку і поступово зменшуваного магнітного поля.

Періодичне перемагнічування зв'язане з витратою енергії, що, перетворюючи в тепло, викликає нагрівання магнітопровода. Площа петлі гистерезиса пропорційна енергії, витраченої при одному циклі перемагнічування. Енергія, витрачена на процес перемагнічування, називається втратами від гистерезиса. Потужність утрат на циклічне перемагнічування, що виражається звичайно у ватах на кілограм, залежить від матеріалу, максимальної магнітної індукції і числа циклів перемагнічування в секунду або , що теж, частоти перемагнічування.

Рух парамагнітних і діамагнітних тіл у магнітному полі. Досліди
Фарадея. Притягання залізних предметів до магнітів є найбільш простим і кидається в очі проявом магнітного поля й історично послужило основою всього розвитку навчання про магнетизм. Воно зводиться до впливу магнітного поле на орієнтовані молекулярні струми заліза, що намагнітилося. Так само, але тільки значно слабкіше повинне діяти магнітне поле і на парамагнітні тіла, тому що й у парамагнітних тілах орієнтація елементарних струмів відбувається так само, як у феромагнітних: магнітний потік елементарних струмів підсилює, хоча і незначно, магнітний потік що орієнтує поле і, отже, парамагнітні тіла притягаються до магніту
(мал. 2, а).

Мал. 2. а) При намагнічуванні парамагнітного чи феромагнітного тіла на найближчому до магніту кінці виникає полюс, різнойменний з полюсом магніту, що намагнічує.

Парамагнітне тіло притягається до магніту,

б) У тих же умовах на найближчому до магніту кінці діамагнітного тіла виникає полюс однойменний. Діамагнітне тіло відштовхується від магніту.

На відміну від тіл парамагнітних діамагнітні тіла зменшують магнітний потік котушки. Це означає, що в діамагнітному тілі під дією зовнішнього поле виникають елементарні колові струми такого напрямку, що їхнє магнітне поле протилежне напрямку зовнішнього магнітного поле. Отже, і дія зовнішнього магнітного поле на діамагнітні тіла протилежно по напрямку дії його на тіла ферро-и парамагнітні, тобто діамагнітні тіла відштовхуються від магніту
(мал. 2, б).

Мал.3

Ми можемо виразити цей факт і трохи інакше. Коли ми підносимо до магніту яке-небудь залізне тіло, то воно намагнічується так, що на тій стороні його, що звернена до магніту, виникає полюс, різнойменний з полюсом магніту; те ж має місце й у випадку парамагнітного тіла (мал. 2, а). Навпроти, у випадку діамагнітного тіла на стороні, найближчої до полюса магніту, що намагнічує, виникає полюс, однойменний з цим полюсом магніту (мал. 2, б). Мал. 3 пояснює, чому парамагнітні тіла притягаються до магніту, а діамагнітні відштовхуються від нього.

Саме такі дії і були виявлені Фарадеєм. У 1845 р., викомалтовувавши сильний електромагніт, Фарадей установив здатність усіх тіл намагнічуватися і відкрив, що одні тіла притягаються до магніту, а інші відштовхуються від нього. Він запропонував для перших назва парамагнітних, для других назва діамагнітних.
Індукційні досліди з пари- і діамагнітними тілами, були зроблені значно пізніше, коли магнітні властивості діамагнітних і парамагнітних тіл були уже встановлені на підставі досліджень
Фарадея.

По силі чи притягання відштовхування можна судити і кількісно про здатність тіла намагнічуватися, тобто можна визначити величину магнітної проникності для даної речовини. Цей метод виміру величини , заснований на вивченні чи притягання відштовхування маленького тіла з даної речовини, теоретично більш складний, чим описаний раніше метод, заснований на вимірі э.д. с. індукції. Але зате він набагато дошкульніше і, крім того, придатний для виміру
, у маленькому зразку речовини, тоді як для виміру М по індукційному способі потрібно заповнити досліджуваною речовиною усю внутрішність котушки.

У тих випадках, коли удається вимірити і тим і іншому способу, виходять результати, що погодяться.

Приклад 1: Полюса сильного електромагніта на мал. 3 зрізані не паралельно один одному, так що унизу відстань між ними значно менше, ніж нагорі. Між ними підвішується на нитці кулька з різних випробуваних матеріалів. Верхній кінець нитки прикріплений до спіральної пружинки, розтягання якої дозволяє вимірити силу, що діє з боку магнітного поле на кульку (пружинні ваги). Виявляється, що якщо кулька виготовлена з алюмінію, чи вольфраму платины, те ця сила спрямована вниз (пружинка розтягується), а у випадку срібла, золота, чи міді вісмуту вона спрямована нагору (пружинка скорочується).

Приклад 2: При дослідженні магнітної проникності рідких тіл часто надходять так. Рідину наливають у колінчату трубку й одне з колін поміщають між полюсами сильного електромагніта (мал 4).Рідина в цьому коліні чи піднімається опускається в залежності від того, чи є вона парамагнітної чи діамагнітний.

Молекулярна теорія магнетизму. Теорія, що пояснює розходження в магнітних властивостях речовин на основі вивчення будівлі окремих часток цих речовин - їхніх чи атомів молекул,- одержала назву молекулярної теорії магнетизму. Ця теорія дуже складна і багато в чому ще не довершена. Тому тут ми не можемо розбирати її скільки- небудь докладно. Укажемо лише на основні причини розходження між властивостями парамагнітних і діамагнітних тел.

Кожне тіло, і парамагнітне і діамагнітне, представляється нам у цілому ненамагніченим доти, поки на нього не діє зовнішнє магнітне поле. Але обумовлюється це в тілах парамагнітних і в тілах діамагнітних різними причинами. Діамагнітними є тіла, кожна частка яких - чи атом молекула - знаходячись поза магнітним поле, не має магнітні властивості.

Тільки зовнішнє магнітне поле перетворює їх в елементарні магніти
(викликає елементарні струми), певним чином спрямовані. Навпроти, частки парамагнітних речовин уже самі по собі, ще до того, як на них початок діяти зовнішнє поле, являють собою елементарні магніти
(елементарні струми). Тут роль зовнішнього магнітного поле зводиться до визначеної орієнтації, упорядкуванню розташування цих магнітиків. Поки поле не діяло, усі вони були розташовані безладно, хаотично, і речовина в цілому представлялося нам ненамагничеиным. У магнітному ж полі ці елементарні магніти вибудовуються в більшій чи меншій мері рівнобіжними ланцюжками і речовина в цілому намагнічується.

У чому ж складається розходження між будівлею часток діамагнітних і парамагнітних речовин? В атомах усіх тіл є велике число електронів, що рухаються. Кожний з них і являє собою амперів елементарний круговий струм. Але в атомах діамагнітних речовин до внесення їх у магнітне поле магнітні дії цих окремих струмів взаємно компенсують один одного, так що атом у цілому не є елементарним магнітом. Коли ми вносимо таку речовину в магнітне поле, то на кожен електрон, що рухається, діє сила Лоренца, і сукупна дія всіх цих сил, як показує розрахунок, приводить до того, що в атомі индуцируется визначений струм, тобто атом здобуває властивості елементарного магнітика. Тому що ці струми є індукованими, то напрямок їхній, відповідно до правила Ленца, повинне бути протилежно напрямку струму в котушці, що створює зовнішнє магнітне поле, тобто магнітний потік від цих струмів повинний послабляти потік зовнішнього поле, і діамагнітне тіло відштовхується від магніту.

В атомах парамагнітних речовин магнітні дії окремих електронів не цілком компенсують один одного, так що атом у цілому і сам по собі є елементарним магнітом. Дія зовнішнього магнітного поле упорядковує розташування цих елементарних струмів (магнітиків), причому струми орієнтуються так, що їхній напрямок переважно збігається з напрямком струму котушки, що створює зовнішнє магнітне поле. Тому магнітний потік від елементарних струмів у цьому випадку підсилює потік котушки, і парамагнітне тіло притягається до магніту.

Строго говорячи, діамагнетизм є загальною властивістю усіх речовин. Зовнішнє магнітне поле робить і на атоми парамагнітних речовин таке ж индуцирующее дія, як на атоми діамагнітних речовин.
Але в парамагнітних речовинах ця дія перекривається більш сильною дією, що орієнтує, зовнішнього магнітного поле, що упорядковує власні елементарні струми атомів.

Зі сказаного ясно, що властивості парамагнітних тіл можна було б пояснити і за допомогою гіпотези Кулона про елементарні магнітики.
Однак явища діамагнетизму показують неприйнятність цієї гіпотези, тому що зовнішнє поле не може орієнтувати елементарні магнітики назустріч полю, що потрібно б було допустити для пояснення діамагнетизму. Тільки теорія молекулярних струмів дозволяє, як ми бачили, за допомогою явищ індукції пояснити діамагнітні властивості речовини поряд з парамагнітними.

Ми бачимо, таким чином, що діамагнетизм і парамагнетизм порозуміваються розходженнями в будівлі самих чи атомів молекул речовини.

Магнітний захист. Саме собою зрозуміло, що. намагнічування феромагнітних, парамагнітних і діамагнітних тіл відбувається не тільки тоді, коли ми поміщаємо їх усередину соленоїда, але і взагалі завжди, коли речовина міститься в магнітне поле. В усіх цих випадках до магнітного поля, що існувало до внесення нашого тіла, додається магнітне поле, обумовлене намагнічуванням речовини, у результаті чого магнітне поле змінюється. Зі сказаного раніше ясно, що найбільш сильні зміни поле відбуваються при внесенні в нього феромагнітних тіл, зокрема заліза. Зміна магнітного поле навколо феромагнітних тіл дуже зручно спостерігати, комалтаючись картиною силових ліній, одержуваної за допомогою залізних обпилювань.

На мал. 5 зображені, наприклад, зміни, що спостерігаються при внесенні шматка заліза прямокутної форми в магнітне поле, що раніш було однорідним.

Мал. 5 Зміна магнітного поле при внесенні в нього шматка заліза.

Як бачимо, поле перестає бути однорідним і здобуває складний характер: в одних місцях воно підсилюється, в інші - послабляється.

Дуже цікаво і практично важлива картина, що спостерігається при внесенні в магнітне поле замкнутої залізної судини, наприклад кульової форми.

Як видно з мал.6, у результаті додавання зовнішнього магнітного поле з полем заліза, що намагнітилося, поле у внутрішній області кулі майже зникає. Цим комалтаються для створення магнітного чи захисту магнітної экранировки, тобто для захисту тих чи інших приладів від дії зовнішнього магнітного поле. Картина, що ми спостерігаємо при створенні магнітного захисту, зовні нагадує створення електростатичного захисту за допомогою провідної оболонки. Однак між цими явищами є глибоке принципове розходження.
У випадку електростатичного захисту металеві стінки можуть бути як завгодно тонкі. Досить, наприклад, посріблити поверхня скляної судини, поміщеного в електричному полі, щоб усередині судини не виявилося електричного поле, що обривається на поверхні металу. У випадку ж магнітного поле тонкі залізні стінки не є захистом для внутрішнього простору: магнітні поле проходять крізь залізо, і усередині судини виявляється деяке магнітне поле. Лише при досить товстих залізних стінках ослаблення поле усередині порожнини може зробитися настільки сильним, що магнітний захист здобуває практичне значення, хоча й у цьому випадку поле усередині не знищується цілком. І в цьому випадку ослаблення поле не є результат обриву його на поверхні заліза; магнітні силові лінії аж ніяк не обриваються, але як і раніше залишаються замкнутими, проходячи крізь залізо.

Мал.6.Порожня залізна куля внесена в однорідне магнітне тіло

Зображуючи графічно розподіл силових ліній у товщі заліза й у порожнині, одержимо картину мал.7 яка і показує, що ослаблення поле усередині порожнини є результат зміни напрямку силових ліній, а не їхнього обриву.

Особливості феромагнітних тіл. особливістю феромагнітних тіл є їхня здатність до сильного намагнічування, унаслідок якої магнітна проникність цих тіл має дуже великі значення. У заліза, наприклад, величина досягає значень, що у тисячі разів перевершують значення в парамагнітних і діамагнітних речовин. Намагнічування феромагнітних тіл було вивчено в досвідах А. Г. Столетова й інших учених.

Ці досліди показали, поверх того, що, на відміну від парамагнітних і діамагнітних речовин, магнітна проникність феромагнітних речовин сильно залежить від напруженості магнітного поле, при якій роблять її вимір. Так, наприклад, у слабких полях магнітна проникність , залоза досягає значень 5—6 тисяч, а в сильних полях значення , падають до кількох сотень і нижче.

Намагнічування тіла, поміщеного в магнітне поле, наприклад, усередину соленоїда зі струмом, викликає зміна магнітного потоку.
Тому величину намагнічування матеріалу можна характеризувати різницею тим часом магнітним потоком, що дає соленоїд з перетином у
1 див2, заповнений даною речовиною, і тим потоком, що дає при тім же струмі цей соленоїд без сердечника в повітрі (чи, точніше, у вакуумі). Якщо порожній соленоїд дає потік Фо, а заповнений — потік
Ф, то, відповідно до теорії магнітної проникності, Ф= Фо. Таким чином, величина
J=Ф-Фо= ( - 1)*Фо являє собою той додатковий магнітний потік, що створюється намагніченою речовиною. Цю величину ми і будемо називати намагнічуванням даної речовини. Намагнічування залежить від магнітної проникності речовини і від величини потоку Фо, у якому виробляється намагнічування.
Звертається увага на те, що ми вибираємо соленоїд з визначеною площею перетину (1 див2), тому що величина потоку залежить від площі перетину соленоїда.

У розділі магнітна проникність, коли нас цікавило відношення потоків Ф/Фо, ця обставина не мала значення, тому що величина площі перетину входить і в чисельник і в знаменник цього відношення. Але за міру намагнічування ми вибрали різницю цих потоків; тому перетин соленоїда повинен бути цілком визначене і ми умовимося брати його рівним 1 див2.

Вивчення залежності намагнічування заліза й інших феромагнітних матеріалів від напруженості зовнішнього магнітного поле виявляє ряд особливостей цих речовин, що мають важливе практичне значення.
Візьмемо шматок ненамагніченого заліза, помістимо його в магнітне поле і будемо вимірювати намагнічування заліза J, поступово збільшуючи напруженість зовнішнього магнітного поле H.
Намагнічування J зростає спочатку різко, потім усе повільніше і, нарешті, при значеннях H біля кількох сотень ерстед намагнічування перестає зростати:

всі елементарні струми вже орієнтовані, залізо досягло магнітного насичення. Графічно залежність величини J(H) в описуваному досвіді зображується кривої ОА на мал. 8. Горизонтальна частина цієї кривої поблизу А відповідає магнітному насиченню.

Досягши насичення, почнемо послабляти зовнішнє магнітне поле. При цьому намагнічування заліза зменшується, але убування це йде повільніше, ніж раніш йшло його зростання. Залежність між величинами J(H) у цьому випадку зображується галуззю кривий АС на мал. 8. Ми бачимо, таким чином, що тому самому значенню H можуть відповідати різні значення намагнічування (точки х, х и х" на мал.
8) у залежності від того, чи підходимо ми до цього значення з боку малих чи з боку великих значень H. Намагнічування заліза залежить, стало бути, не тільки від того, у якім полі даний шматок знаходиться, але і від попередньої історії цього шматка. Це явище одержало назву магнітного гистерезиса.

Коли зовнішнє магнітне поле стає рівним нулю, залізо продовжує зберігати деяке залишкове намагнічування, величина якого характеризується відрізком ОС нашого графіка. У цьому і полягає причина того, що з чи заліза сталі можна виготовляти постійні магніти.
Для подальшого розмагнічування заліза потрібно прикласти зовнішнє магнітне поле, спрямоване в протилежну сторону. Хід зміни намагнічування J при зростанні напруженості цього протилежно спрямованого поле зображується галуззю CDE кривої. Лише коли напруженість цього поле досягне визначеного значення (у нашому досвіді значення, зображуваного відрізком OD), залізо буде цілком розмагнічена (точка D). Таким чином, величина напруженості що розмагнічує поле (відрізок OD) є мірою того, наскільки міцно утримується стан намагнічування заліза. Її називають коэрцитивной силою. При зменшенні напруженості поле зворотного напрямку і потім при зростанні напруженості поле первісного напрямку хід зміни намагнічування заліза зображується галуззю кривої EC'A. При новому повторенні всього циклу розмагнічування, перемагнічування і повторного намагнічування заліза в первісному напрямку форма цієї кривої повторюється.

Мал. 8. Крива намагнічування залоза: залежність намагнічування I від напруженості зовнішнього магнітного поле H .
Стрілки вказують напрямок процесу

{Галузь ОА зображує хід намагнічування вихідного ненамагніченого матеріалу і не повторюється при повторних циклах. Для того щоб знову відтворити галузь ОА, необхідно привести матеріал у первісний ненамагнічений стан. Для цього досить, наприклад, сильно нагріти його.}

З мал. 8 видно, що ця крива, що зображує хід залежності намагнічування заліза J від напруженості зовнішнього поле H, має вид петлі. Її називають петлею гистерезиса для даного сорту чи заліза сталі. Форма петлі гистерезиса є найважливішою характемалтикою магнітних властивостей того чи іншого феромагнітного матеріалу.
Зокрема, знаючи її, ми можемо визначити такі важливі характемалтики цього матеріалу, як його магнітне насичення, залишкове намагнічування і коэрцитивную силу.

.
Мал. 9. Криві намагнічування для різних сортів заліза і сталі:
/ — м'яке залізо; 2 — загартована сталь; 3 — незагартована сталь.

На мал. 9 показана форма петлі гистерезиса для різних сортів заліза і сталі. За формою цієї петлі можна вибрати матеріал, що щонайкраще підходить для тієї чи іншої практичної задачі. Так, для виготовлення постійних магнітів необхідний матеріал з великий коэрцитивной силою
(сталь і особливо спеціальні сорти кобальтової сталі); для електричних машин і особливо для трансформаторів вигідні матеріали з дуже малою площею петлі гистерезиса, тому що вони, як виявляється, найменше нагріваються при перемагнічуванні; для деяких спеціальних приладів важливі матеріали, магнітне насичення яких досягається при малих полях і т.д.

На відміну від тіл парамагнітних і діамагнітних для ферромагнетиків величина М = Ф/Фо не залишається постійної, а залежить від напруженості зовнішнього що намагнічує поле Н. Ця залежність для магнітного сплаву (пермаллоя) і для м'якого заліза показана на мал.10. Як ми бачимо, дана величина має малі початкові значення в слабких полях, потім наростає до максимального значення і при подальшому збільшенні поле в котушці знову зменшується.
Важливо відзначити, що при досягненні визначеної температури магнітна проникність феромагнітних тіл різко падає до значення, близького до 1. Ця температура, характерна для кожної феромагнітної речовини, зветься точки Кюрі. {Мова йде не про тім нагріванні під дією вихрових струмів Фуко, що випробують усі метали, поміщені в перемінне магнітне поле, але про нагрівання феромагнітних тіл, обумовленому їх перемагнічуванням і зв'язаному зі своєрідним внутрішнім тертям у перемагничиваемом речовині.}

При температурах вище точки Кюрі усі феромагнітні тіла стають парамагнітними. У заліза точка Кюрі дорівнює 767°С, у нікелю 360°С, у кобальту близько 1130°С. У деяких феромагнітних сплавів точка
Кюрі лежить поблизу 100°С.

Мал. 10. Залежність від Н у магнітного сплаву пермаллоя

(1) і в м'якого заліза (2).

Періодичне перемагнічування феромагнітного зразка зв'язано з витратою енергії на його нагрівання. Площа петлі гистерезиса пропорційна кількості теплоти, що виділяється в одиниця об'єму ферромагнетика за один цикл перемагнічування.

При температурах нижче точки Кюрі феромагнітний зразок розбитий на малі області мимовільної (спонтанної) однорідної намагніченості, називані доменами. Лінійні розміри доменів порядку (10-5 — 10-4 м).
Усередині кожного домена речовина намагнічена до насичення .

Під час відсутності зовнішнього магнітного поле магнітні моменти доменів орієнтовані в просторі так, що результуючий магнітний момент розмагніченого зразка дорівнює нулю.

Намагнічування феромагнітного зразка в зовнішнім магнітному полі складається, по-перше, у зсуві границь доменів і росту розмірів тих доменів, вектори магнітних моментів яких близькі в напрямку до магнітної індукції В поле, і, по-друге, у повороті магнітних моментів цілих доменів по напрямку поле В. У досить сильному магнітному полі досягається стан магнітного насичення, коли весь зразок намагнічений по полю і його намагніченість J не змінюється при подальшому збільшенні В.

Виміру гіромагнітного відношення для ферромагнетиків показали, що елементарними носіями магнетизму в них є спінові магнітні моменти електронів . У сучасній квантово-механічній теорії феромагнетизму пояснена природа мимовільної намагніченості ферромагнетиків і природа виникнення сильного внутрішнього поле .

Феромагнітними властивостями можуть володіти кмалтали речовин, атоми яких мають не заповнені електронами внутрішні оболонки , так що проекція результуючого спінового магнітного моменту на напрямок магнітного поле відмінна від нуля. За певних умов завдяки обмінній взаємодії між електронами сусідніх атомів, що має особливу квантово- механічну природу, виявляється стійким такий стан ферромагнетика, коли спини електронів всіх атомів у межах одного домена орієнтовані однаково. У такий спосіб виникає спонтанне намагнічування доменів до насичення. При нагріванні ферромагнетика до точки Кюрі тепловий рух руйнує області спонтанної намагніченості і речовина утрачає свої особливі магнітні властивості.

При відсутності зовнішнього магнітного поле магнітні моменти окремих доменів орієнтовані хаотично і компенсують один одного, тому результуючий магнітний момент ферромагнетика дорівнює нулю і ферромагнетик не намагнічений. Зовнішнє магнітне поле орієнтує по полю магнітні моменти не окремих атомів, як це має місце у випадку парамагнетиків, а цілих областей спонтанної намагніченості. Тому з ростом Н намагніченість J і магнітна індукції У вже в досить слабких полях ростуть дуже швидко. Цим порозумівається також збільшення м ферромагнетиків до максимального значення в слабких полях. Експерименти показали, що залежність У від Н не є такий плавний, а має східчастий вид. Це свідчить про те, що усередині ферромагнетика домени повертаються по полю стрибком.

При ослабленні зовнішнього магнітного поле до нуля ферромагнетики зберігають залишкове намагничение, тому що тепловий рух не в змозі швидко дезорієнтувати магнітні моменти настільки великих утворень, якими є домени. Тому і спостерігається явище магнітного гистерезиса. Для того щоб .ферромагнетик розмагнітити, необхідно прикласти коэрцитивную силу; розмагнічуванню сприяють також струшування і нагрівання ферромагнетика. Точка Кюрі виявляється тією температурою, вище якої відбувається руйнування доменної структури.

Існування доменів у ферромагнетиків доведено експериментально.
Прямим експериментальним методом їхнього спостереження є метод порошкових фігур. На ретельно відполіровану поверхню ферромагнетика наноситься водяна суспензія дрібного феромагнітного порошку
(наприклад, магнетиту). Частки осідають переважно в місцях максимальної неоднорідності магнітного поле, тобто на границях між доменами. Тому осілий порошок окреслює границі доменів і подібну картину можна сфотографувати під мікроскопом. Лінійні розміри доменів виявилися рівними lO-4—lO-2 див.

Подальший розвиток теорії феромагнетизму Френкелем і
Гейзенбергом, а також ряд експериментальних фактів дозволили з'ясувати природу елементарних носіїв феромагнетизму. В даний час установлено, що магнітні властивості ферромагнетиків визначаються спіновими магнітними моментами електронів. Установлено також, що феромагнітними властивостями можуть володіти тільки кмалталічні речовини, в атомах яких мают

Вернуться