WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


Pages:     || 2 |
NATURE OF MAGNETIC ПРИРОДА МАГНИТНОГО HISTERESIS ГИСТЕРЕЗИСА G. S. KANDAUROVA..

We consider the modern ‡ „‰‡‚ ‚ notions about basic rea... „, ‡·„ sons of magnetic hysteresis and mechanisms of magnetization process.

Характерной особенностью магнитоупорядоченWe give visual pictures of ных веществ, обладающих спонтанной намагниченreversible and non-reversностью1 Js, к которым в первую очередь отнесем ферible processes and comромагнетики, является наличие у них кривой намагничивания и петли гистерезиса (от греч. отpare the theoretical hysстаю или запаздываю) [1]. Та и другая показаны схеteresis parameters with матично на рис. 1. При отсутствии поля (Н = 0) обраexperimental data. The зец размагничен, его намагниченность J, которую определим как магнитный момент единицы объема, illustration of general равна нулю. (Далее для простоты будем рассматриprogress in elaboration of вать образцы единичного объема.) С увеличением materials for hard magнапряженности поля Н намагниченность J растет и достигает в поле Hs значения намагниченности наnets during last decade сыщения Js. Если в интервале Hs - Hmax величина Js are given.

практически не меняется, то можно принимать Js за спонтанную (самопроизвольную) намагниченность вещества. Кривая ОАВ на рис. 1 есть начальная кр臇‚‡fl ‚вая намагничивания. При снижении поля от Hs до ‰‡‚fl нуля образец не приходит в состояние с J = 0, напро· ‚ ‡ тив, при Н = 0 образец имеет остаточную намагниченность Jr. Это и означает, что изменение J отстало ‡„„ „‡, ‡‡ ‚ 1 Под спонтанной намагниченностью Js будем понимать ‡‡„‚‡fl, ‚- векторную сумму магнитных моментов атомов в достаточно малом объеме вещества, отнесенную к этому объе‰flfl ‡„fl‰ ‡му. О квантовой природе спонтанной намагниченности см. [1, 2].

·‡ ·‡ ‚. J „A B ‡‡‚ Js ‡‚flfl Jr ‰‡. fl „ ‚ ‡‡· ‡‡‚ ‰fl Hmax –Hs –Hc fl ‡„‚, O Hc Hs Hmax H ‰„ ‡ ‰ ‰flfl.

–Jr –Js B' A' Рис. 1. Типичная петля магнитного гистерезиса и ее основные параметры, ‹1, © ‡‰‡‚‡.., от изменения поля Н. Лишь в некотором противопо- ти Js, как показано на рис. 2, а. Векторная сумма ложном по направлению (отрицательном) поле - Нc Js = 0 – образец размагничен, то есть J = 0. При намагниченность J = 0. Это поле Hc называют коэр- включении поля, направленного по ОЛН (рис. 2, б), цитивным полем или коэрцитивной силой (от лат. происходит смещение доменных границ, увеличиcoercitio – удерживание) [1]. При циклическом изме- вается объем (а на плоской схеме – ширина) доменении поля Hmax 0 (–Hmax) 0 Hmax нов с Js, ориентированным вправо, уменьшается намагниченность меняется по замкнутой кривой объем доменов с обратным направлением Js. ПоявAJrA'(- Jr)A, обычно симметричной относительно ляется суммарная намагниченность J. В еще больначала координат. Эту кривую называют предель- шем поле Н границы уменьшающихся доменов ной петлей магнитного гистерезиса по намагничен- смыкаются в средней части, полосовые домены ности1. Ее основные характеристики (параметры): превращаются в клинообразные (рис. 2, в), а те, в Js, Jr, Hc и площадь петли S. Последняя пропорцио- свою очередь, с ростом Н уменьшаются, стягиваясь нальна работе, совершенной внешним полем по пе- к краям образца, и исчезают. Образец намагничиваремагничиванию образца. Спонтанная намагни- ется до насыщения J = Js.

ченность Js определяется квантовыми обменными взаимодействиями между электронными оболочкааб в ми атомов в кристаллической решетке [1, 2]. Это ОЛН фундаментальная характеристика вещества. При данной температуре будем считать Js = const. Величины Jr, Hc, S – структурно-чувствительные параJs метры. Их можно изменять в широких пределах (в Js Js Js сотни-тысячи раз) путем различных обработок материала (термической, термомагнитной, механической и др.). Значения гистерезисных параметров фактически определяют область техники, где используется тот или иной магнитный материал. Так, H = 0 H H для магнитомягких материалов (магнитопроводы генераторов, сердечники трансформаторов и т.д.) Рис. 2. Схема доменной структуры магнитооднотребуется как можно меньшее значение Hc, а для осного кристалла в размагниченном состоянии магнитотвердых материалов (постоянные магниты) (а) и изменение структуры в процессе намагничинеобходима как можно большая величина Hc. В итования (б, в) ге в современных магнитных материалах значения коэрцитивной силы Hc могут различаться на 5–6 поЕсли в кристалле нет дефектов и доменным грарядков [3]. Попробуем выяснить: как происходят ницам (стенкам) ничего не мешает двигаться, то смепроцессы намагничивания и перемагничивания, щение их обратимо. Например, с уменьшением поля каковы причины магнитного гистерезиса СогласН от значения, соответствующего рис. 2, б, до нуля но современным представлениям, таких основных границы вернутся в исходное состояние (рис. 2, а), причин три. Рассмотрим их по порядку.

пройдя все те положения, которые они последовательно занимали при увеличении поля. Никакого 1. ‡„ „, ‚fl‡ гистерезиса нет. Смещение стенок становится су ·‡ ‰ „‡ щественно необратимым, когда в образце есть деВ магнитоупорядоченном кристалле под дейст- фекты (а это наиболее реальная ситуация) или когда вием сил магнитной анизотропии (см. [1, 2]) векто- произошло качественное изменение вида доменной ры Js ориентируются вдоль определенных кристал- структуры, как, например, при переходе от рис. 2, б лических осей. Их называют осями легкого к рис. 2, в. Остановимся на первом случае как более намагничивания (ОЛН). Таких осей может быть не- простом.

сколько. Например, кристалл кобальта имеет одну На рис. 3, а приведена фотография двух домеОЛН, железа – три, никеля – четыре. Для простоты нов: светлого, с вектором Js, направленным “к дальше будем рассматривать только ферромагнитнам”, и темного с Js, направленным “от нас”. Доные кристаллы с одной ОЛН.



мены на рис. 3, так же как на рис. 6, выявлены с При отсутствии поля кристалл разбивается на помощью магнитооптического эффекта, который магнитные области – домены с противоположной заключается в том, что при отражении плоскопоориентацией векторов спонтанной намагниченносляризованного света от разных доменов плоскость поляризации поворачивается на разные углы, наМожно было бы ввести магнитную индукцию В = µµ H = пример на + и -. Это дает возможность, подст= µ (H + J), где µ – относительная магнитная проницаераивая анализатор микроскопа, получить контрастмость материала, µ – магнитная постоянная, и говорить далее о петле гистерезиса по индукции и ее параметрах ную картину темных и светлых доменов. На рис. 3, а Bs, Br и Hc. Но суть дела от этого не изменится.

виден дефект слева от стенки. Включается поле Н,.. при движении границы влево и вправо. Получится Js маленькая локальная петля гистерезиса. Вот из таких локальных петель, обусловленных необратимым смещением доменных границ, и складывается предельная петля гистерезиса (рис. 1).

Теперь зададимся вопросом: почему доменная граница задерживается на дефектах Рис. 3 показывает, что доменная стенка подобна упруго растянутой пленке и как пленка обладает запасом энергии.

Энергию стенки, приходящуюся на единицу ее плоа щади, называют поверхностной плотностью граничной энергии. Обозначим ее. Если стенка находится вне дефекта, ее полная энергия = S, где S – площадь стенки. Предположим, что дефект – немагнитное сферическое включение диаметром D.

Тогда ясно, что, находясь на дефекте, стенка имеет = (S - ( /4)D2), то есть <. Другими словами, 2 2 стенка на дефекте находится в энергетической потенциальной яме. Чем жестче закреплена стенка, б чем глубже яма, тем больше надо приложить поле, чтобы вытащить стенку оттуда. Очевидно, что несколько дефектов будут препятствовать смещению стенки сильнее, чем каждый из них. Наглядно это показано на рис. 3, г, где цепочка искусственно созданных дефектов удерживает стенку как прищепками.

В теоретической модели немагнитных сферичег ских включений, распределенных в образце с некоторой объемной плотностью, получена формула в 50 мкм для коэрцитивной силы H 2 Hc ------------. (1) Рис. 3. Смещение доменной стенки через участок JsD кристалла, содержащий один дефект (а–в) или несколько дефектов (г). Намагниченность в светлом Характеристики материала и Js могут быть домене направлена “к нам”, в темном – “от нас” весьма различны для разных веществ. Например, для железа = 2 эрг/см2 (0,002 Дж/м2), а для сплава SmCo5 = 100 эрг/см2 (0,1 Дж/м2). Ясно, что для ориентированное “от нас”, и стенка начинает смеполучения магнитомягкого материала надо брать щаться влево. Пока она не попала на дефект, смесплав с малой величиной, высоким Js и возможно щение обратимо. Но вот стенка на дефекте, и далее меньшим количеством дефектов, препятствующих видно, как с увеличением Н верхний и нижний края смещению доменных границ. Наоборот, в случае стенки смещаются, а середина застряла на дефекте магнитотвердого материала нужны высокие значе(рис. 3, б). С ростом Н стенка прогибается все сильния Js, и достаточное количество дефектов, чтобы нее и сильнее и в некотором поле происходит срыв, обеспечить высокую коэрцитивную силу. (Более постенка скачком занимает положение слева от дедробно о необратимых смещениях доменных границ, фекта (рис. 3, в). При этом скачком увеличилась взаимодействиях их с различными реальными деплощадь черного домена, а значит, произошел и фектами, о свойствах магнитных материалов см. [3].) скачок намагниченности J. Далее с увеличением Н смещение стенки влево снова обратимо. Но если те- Заканчивая этот раздел, надо сделать еще одно перь уменьшать Н и тем самым заставить стенку замечание. На рис. 2 и 3 внешнее поле было направдвигаться вправо, то нетрудно видеть, что изгиб лено вдоль ОЛН. Если это не так и поле Н составлястенки, снова застрявшей на дефекте, будет направ- ет с ОЛН некоторый угол, то давление со стороны поля на стенку уменьшается. Оно будет определятьлен в другую сторону по сравнению с рис. 3, б. Но это и означает, что скачкообразный переход от со- ся составляющей поля Hcos (при = 90° стенка стояния на рис. 3, б к состоянию на рис. 3, в был су- вовсе не будет смещаться). Отсюда получают закон анизотропии коэрцитивной силы в виде щественно необратим.

Hc(0) Определяя изменение площади черного и светHc( ) = --------------, (2) лого домена, можно построить зависимость J(H) cos, ‹1, где Hc(0) – значение коэрцитивной силы при ори- Приложим поле Н под углом к ОЛН. Под действиентации поля Н вдоль ОЛН. Зависимость Нс( ) по- ем поля Js повернется на некоторый угол. Проекция Js на направление поля есть измеряемая намагказана на рис. 4, а.

ниченность образца J = Jscos( - ), (3) аб где – функция поля (Н).

Hc/Hc(0) Hc/HA 4 Равновесная ориентация Js и соответствующие значения угла и намагниченности J будут определяться конкуренцией двух энергий: 1) энергии магнитной анизотропии Ек, из-за которой Js стремится 0,ориентироваться вдоль ОЛН, и 2) энергии намагниченного образца в магнитном поле Eн, из-за которой вектор Js стремится ориентироваться вдоль поля Н. Первая энергия записывается в виде 0 45° 90° 0 45° 90° Eк = sin2, (4) где – константа магнитной анизотропии – харакРис. 4. Анизотропия приведенной коэрцитивной силы Hc/Hc(0) и Hc/HA в случае двух механизмов:





теристика вещества, вторая – в виде смещения доменных границ (а) и однородного Eн = - JsHcos( - ). (5) вращения векторов спонтанной намагниченности Js (б) Из минимума суммарной энергии Е = Ек + Eн находят зависимости (Н) или с учетом (3) J(H). По2. ‡„ „, ‚fl‡ лучается семейство кривых – петель гистерезиса, ·‡ ‚‡ ‡ параметром которых служит задаваемый на опыте ‡‡„ угол. Для нескольких значений эти кривые приведены на рис. 5. Рассмотрим их подробнее.

При размерах образца (кристалла) меньше критического размера однодоменности1 в нем отсутстВ качестве координат на рис. 5 выбраны безразвуют доменные границы и все процессы намагничи- мерные относительные величины намагниченносвания и перемагничивания осуществляются путем ти J = J/Js и поля h = H/HA, где HA = 2 /Js. Это поле однородного (когерентного) или неоднородного называют полем магнитной анизотропии. Испольвращения векторов Js. Рассмотрим лишь первый зование безразмерных переменных делает результат процесс как наиболее простой.

расчета универсальным. Его можно отнести к любым магнитоодноосным кристаллам, перемагничиПри отсутствии магнитного поля в магнитоодвание которых осуществляется когерентным враноосном кристалле вектор Js направлен вдоль ОЛН.

щением спонтанной намагниченности Js. На рис. 1 для наглядности на схемах показаны некая круглая Это размер, ниже которого энергетически невыгодно однодоменная частица, ориентация вектора Js в ней образование нескольких доменов. Образец (частица) остается однодоменным. (жирная стрелка) и направление поля Н. Как видно = 0° = 45° = 90° ОЛН ОЛН ОЛН J J J –H H –H H 1 H 0,00 –1 1 hh h –1 ––0,––––H –H Js H H –H аб в Рис. 5. Теоретические петли магнитного гистерезиса, рассчитанные в модели однородного вращения Js.. на рис. 5, а, при = 0° (поле вдоль ОЛН) состояние случае совершенно различна. Это дает основание, с намагниченностью вверх сохраняется в полях измеряя на опыте Hc( ) и сравнивая с теоретическипротивоположного направления до значения h = - 1 ми кривыми, судить о том, какие процессы – необраили Н = - HA. В этом поле одним скачком частица тимого смещения границ или необратимого вращеперемагничивается, Js переворачивается вниз и ния спонтанной намагниченности – дают основной ориентируется вдоль поля - Н. Теперь это состояние вклад в магнитный гистерезис.

сохранится и после выключения поля, и в положительных полях до значения Н = НА (h = 1). В этом 3. ‡„ „, ‚fl‡ поле снова состояние частицы изменится скачком ‡‰ ·‡‚‡fl до первоначального. Таким образом, в результате ‡ ‡‰ ‡„‚‡fl двух скачкообразных необратимых вращений Js Посмотрим еще раз табл. 1. Для указанных здесь формируется прямоугольная петля гистерезиса. Ее магнитотвердых материалов получены на опыте и параметры Jr = Js, Hc = HA = 2 /Js являются теоретитеоретически предельное значение остаточной наческими, предельно высокими величинами Jr и Hc.

магниченности Jr = Js, и прямоугольные петли гисИменно к таким значениям Jr и Hc, к такой широкой терезиса, как на рис. 5, а, но экспериментальные прямоугольной петле с максимальной площадью значения коэрцитивной силы Hc много меньше теостремятся физики и технологи, когда разрабатывают ретического предела – поля анизотропии HA. Почематериалы для постоянных магнитов. В табл. 1 приму Дело оказывается в том, что, хотя после намагведены значения полей анизотропии НА и максиничивания в сильном поле, параллельном ОЛН, мальных значений коэрцитивной силы Hc для ряда образец любого из этих материалов остается односовременных магнитотвердых материалов. Видно, доменным, перемагничивания вовсе не происходит что резерв повышения Hc еще далеко не исчерпан.

путем однородного вращения векторов Js. Теория Вернемся к анализу других петель гистерезиса когерентного вращения Js разработана для идеальна рис. 5. При = 45° (рис. 5, б) на петле гистерезиса ных, бездефектных кристаллов. В реальном же масплошными линиями обозначены ветви, на кототериале всегда есть разные дефекты [3]. Это и микрых происходит обратимое изменение намагниченроскопические дефекты кристаллической решетки – ности. Здесь с увеличением (уменьшением) Н веквакансии, внедренные чужеродные атомы, дислотор Js приближается (или удаляется) постепенно к кации и др. Это и макроскопические дефекты – ранаправлению (от направления) поля. Штриховыковины, включения, трещины и т.д. В области деми линиями обозначены скачки намагниченносфекта в большей или меньшей степени понижено ти, связанные с резким необратимым вращением поле магнитной анизотропии, векторы Js распредевекторов Js. При = 90°, как видно на рис. 5, в, петлены неоднородно (не параллельно друг другу), есть ля гистерезиса превратилась в прямую. И в положимагнитные моменты, отклоненные от ОЛН. Иментельных и в отрицательных полях намагничивание но здесь образуются и начинают расти зародыши идет только путем постепенного обратимого вращеперемагничивания – маленькие домены с намагниния Js. В этом случае Jr = 0, Hc = 0.

ченностью Js, антипараллельной намагниченности Таким образом, вид петли гистерезиса, ее пловсего остального объема образца. Достаточно однощадь, ее основные параметры Jr, Hc в сильнейшей го зародыша, чтобы перемагничивание произошло степени зависят от ориентации поля Н относительсмещением доменных границ. Отсюда следует, что но ОЛН, то есть от угла. Зависимость Hc( ) или, и Hc будет значительно меньше той величины, кодругими словами, анизотропия коэрцитивной силы торая предусмотрена теорией вращения Js.

Pages:     || 2 |










© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.