4. Процессы при намагничивании ферромагнетиков

4.1. Магнитная анизотропия.

В монокристаллах ферромагнитных веществ существуют направления легкого и трудного намагничивания. Число таких направлений определяется симметрией кристаллической решетки. В отсутствие внешнего поля магнитные моменты доменов самопроизвольно ориентируются вдоль одной из осей легкого

намагничивания. Отметим, что анизотропия магнитных свойств не связана с обменным взаимодействием. Обменная энергия не изменяется при одновременном повороте спиновых моментов на любой угол относительно кристаллографических осей.

На рисунке3 показаны направления легкого, среднего и трудного намагничивания в монокристаллахтрех основных ферромагнитных элементов: железа, никеля и кобальта.

Элементарная ячейка железа представляет собой объемно-центрированный куб. Направление легкого намагничивания совпадает с ребром

куба [100] (рисунок3, а). Следовательно, в монокристалле железа можно выделить шесть эквивалентных направлений легкого намагничивания. Направление пространственной диагонали куба [111] соответствует направлению трудного намагничивания. У никеля, имеющего структуру гранецентрированного куба, диагональ [111], наоборот, является направлением легкого намагничивания (рис. 3, б); симметрия решетки определяет восемь таких эквивалентных направлений. В то же время кобальт, кристаллизующийся в гексагональной структуре, имеет лишь два направления легкого намагничивания, совпадающих с осью призмы, т. е. магнитные моменты доменов в отсутствие внешнего поля могут быть ориентированы лишь в двух антипараллельных направлениях. Такие ферромагнетики называют материалами с одноосной магнитной анизотропией.

4.2. Кривая намагничивания. Зависимость магнитной индукции макрообъема ферромагнетика отнапряженности внешнего магнитного поля называют кривой намагничивания. Для получения кривых намагничивания в качестве исходного принимают размагниченное состояние образца, при котором в отсутствие внешнего поля индукция равна пулю, поскольку магнитные моменты доменов статистически равновероятно распределяются по всем возможным направлениям легкого намагничивания. На практике размагничивание ферромагнетика чаще всего осуществляют путем воздействия на него переменным магнитным полем, амплитуду напряженности которого постепенно уменьшают до нуля. Типичная кривая намагничивания поликристаллического ферромагнетика приведена на рисунке4.

Возрастание индукции под действием внешнего поля обусловлено двумя основными процессами: смещением

доменных границ и поворотом магнитных моментов доменов.

Рисунок 6.5 – Зависимость магнитной индукции В и магнитной проницаемости µ ферромагнетика от напряженности внешнего магнитного поля.Начальному участку кривой (область I) соответствует обратимое упругое смещение доменных границ. При этом происходит увеличение объема тех доменов, магнитные моменты которых образуют наименьший угол с направлением внешнего поля, и, наоборот, уменьшаются размеры доменов с неблагоприятной ориентацией вектора спонтанной намагниченности. После снятия слабого поля доменные границы возвращаются в прежнее положение; остаточная намагниченность в образце не возникает. В области более сильных полей (область II) смещение доменных границ носит необратимый, скачкообразный характер. Ступенчатый характер процесса намагничивания получил название эффекта Баркгаузена. На участке необратимого смещения доменных границ кривая намагничивания имеет наибольшую крутизну. По мере дальнейшего увеличения напряженности магнитного поля возрастает роль второго механизма намагничивания – механизма вращения, при котором магнитные моменты доменов из направления легкого намагничивания, образующего небольшой угол с полем постепенно поворачиваются в направлении поля, т. е. в

направлении более трудного намагничивания (область III). Когда все магнитные моменты доменов ориентируются вдоль поля, наступает техническое насыщение

намагниченности (область IV). Незначительное возрастание индукции на участке насыщения обусловлено

слагаемым µ 0 H и увеличением намагниченности самого домена. Последнее получило название парапроцесса, или истинного намагничивания. Дело в том, что строго параллельное расположение спиновых моментов в

домене, вызываемое обменными силами, имеет место лишь при низких температурах, близких к абсолютному нулю. При повышении температуры за счет тепловой энергии упорядоченность в расположении спинов несколько нарушается. Однако внешнее поле подавляет дезориентирующее влияние теплового движения и возвращает «неправильно» ориентированные спины к параллельной ориентации. Этим достигается эффект приращения намагниченности. Роль парапроцесса возрастает с повышением температуры.

В отличие от истинного намагничивания, возрастание индукции за счет процессов смещения доменных границ и вращения магнитных моментов часто называют техническим намагничиванием ферромагнетика.

4.3. Магнитный гистерезис.

Если ферромагнетик намагнитить до насыщения В s , а затем отключить внешнее поле, то индукция в

нуль не обратится, а примет некоторое значение В r , называемое остаточной индукцией (рисунок5).

Рисунок5 – Петли гистерезиса при разных значениях амплитуды переменного магнитного поля и основная кривая намагничивания ферромагнетика. Чтобы убрать остаточную индукцию, необходимо приложить магнитное поле противоположного направления. Напряженность размагничивающего поля – Н с , при которой индукция в ферромагнетике,

предварительно намагниченном до насыщения, обращается в нуль, называют коэрцитивной силой. Увеличение напряженности поля до значений, больших – Н с , вызывает перемагничивание ферромагнетика вплоть до насыщения (–В s ). Изменение магнитного состояния ферромагнетика при его циклическом перемагничивании характеризуется явлением гистерезиса, т. е. отставание индукции от напряженности ноля. Магнитный гистерезис обусловлен необратимыми процессами намагничивания. Для разных амплитудных значений

напряженности внешнего поля можно получить семейство петель гистерезиса. Петлю гистерезиса, полученную при индукции насыщения, называют предельной. При дальнейшем возрастании поля площадь гистерезисной петли остается неизменной. Совокупность вершин петель гистерезиса образует основную кривую намагничивания ферромагнетика. Из кривой намагничивания ферромагнетика легко построить зависимость магнитной проницаемости от напряженности магнитного поля. Магнитную проницаемость, определяемую по формуле µ=В/(µ 0 Н), называют статической магнитной проницаемостью. Она пропорциональна тангенсу угла наклона секущей, проведенной из начала координат через соответствующую точку на основной кривой намагничивания.

Зависимость µ(H) показана на рисунке 6.5. Восходящий участок этой кривой обусловлен значительными изменениями намагниченности при небольшом увеличении Н за счет необратимых процессов технического намагничивания ферромагнетика. Дальнейшее уменьшение µ в области сильных магнитных полей объясняют техническим насыщением намагниченности.

Предельное значение магнитной проницаемости при напряженности магнитного поля, стремящейся к нулю, называют начальной магнитной проницаемостью. Эта характеристика имеет значение при техническом использовании многих магнитных материалов. Экспериментально ее определяют в слабых полях с напряженностью порядка 0,1 А/м. В области обратимого намагничивания ферромагнетика для магнитной проницаемости выполняется

эмпирическая формула Релея:

µ = µ H + βH, (6.6)

где β – постоянная, зависящая от природы материала.

Крутизну отдельных участков кривой намагничивания и ветвей петли гистерезиса характеризуют

дифференциальной магнитной проницаемостью µ диф = (1/µ 0 )(dB/dH). В одном и том же образце максимальное

значение дифференциальной проницаемости всегда превышает максимальное значение статической

проницаемости.