МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ

Федерации

Воронежский государственный технический университет

Кафедра физики твердого тела

Методические указания

к лабораторным работам № 1-4

по курсу «Электронный транспорт

и магнитное упорядочение в твердых телах»

для студентов специальности 553100

очной формы обучения

Воронеж 2004

Составители: канд. физ.-мат. наук И.В.Бабкина

канд. физ.-мат. наук Ю.В.Бармин

ассист. В.В.Посметьев

УДК 538+539.2

Методические указания к лабораторным работам № 1-4 по курсу «Электронный транспорт и магнитное упорядочение в твердых телах» для студентов специальности 553100 очной формы обучения / Воронеж. гос. техн. ун-т; Сост. И.В.Бабкина, Ю.В.Бармин, В.В.Посметьев. Воронеж, 2004. 40 с.

Методические указания содержат краткие теоретические сведения, схемы, лабораторные задания, контрольные вопросы.

Предназначены для студентов специальности 553100 «Прикладная физика» по курсу «Электронный транспорт и магнитное упорядочение в твердых телах».

Методические указания подготовлены в электронном текстовом редакторе MS WORD и содержатся в файле ПФМАГН.doc

Табл. 5. Ил. 14. Библиогр.: 11 назв.

Рецензент: канд. физ.-мат. наук, доц. Е.К.Белоногов.

Ответственный за выпуск зав. кафедрой д-р физ.-мат. наук, проф. Ю.Е. Калинин

Издается по решению редакционно-издательского сове-та Воронежского государственного технического университета

 Воронежский государственный

технический университет, 2004

Лабораторная работа № 1 Исследование процессов намагничивания переходных 3d –элементов

Цель работы: определение по кривым намагничивания вида материала ферромагнитных образцов.

Используемое оборудование и материалы: вибрационный магнитометр, ферромагнитные образцы.

Теоретическая часть

Ферромагнитные материалы состоят из участков, которые даже при отсутствии внешнего поля намагничены до насыщения (области самопроизвольного намагничивания). Обычно векторы намагниченности этих областей расположены в пространстве хаотически, и поэтому их суммарный магнитный момент равен нулю. Процесс технического намагничивания заключается в ориентировании векторов намагниченности областей самопроизвольного намагничивания в направлении приложенного внешнего магнитного поля.

В общем случае намагниченность (или индукция) не является однозначной функцией напряженности магнитного поля, а зависит от магнитной «предыстории» образца. Поэтому следует условиться о начальном состоянии среды, для которой определяется зависимость индукции или намагниченности от напряженности магнитного поля.

За «начальное» состояние принимают состояние так называемого полного размагничивания, которое характеризуется одновременным равенством нулю намагниченности и напряженности магнитного поля (I=0 и H=0).

Если образец из ферромагнитного материала не подвергался действию магнитного поля, то он находится в полностью размагниченном состоянии и области самопроизвольного намагничивания в нем расположены таким образом, что их магнитные моменты хаотически направлены в теле.

При помещении такого образца в магнитное поле, монотонно и медленно изменяющееся от нуля до некоторой величины, можно определить его кривую намагничивания I=f(H), которая называется кривой первого (первоначального) намагничивания. Обычный вид кривой первоначального намагничивания показан на рис. 1.

Однако, следует признать, что по ряду причин эта кривая не может являться технической характеристикой ферромагнитных материалов. Во-первых, часто невозможно полностью размагнитить ферромагнитный образец так, чтобы а нем имело место действительно хаотическое расположение векторов магнитных моментов областей самопроизвольного намагничивания (кроме случая нагрева образца выше температуры Кюри, когда это возможно). Существует ряд материалов, у которых свойства необратимо изменяются после первого намагничивания (например, перминвар), а также экспериментально получить кривую первого намагничивания обычно довольно трудно.

В общем случае кривую первоначального намагничивания можно разделить на пять участков (рис. 1). Представим себе, что намагничивается небольшой кристаллик ферромагнетика, состоящий первоначально из четырех доменов (рис. 1б). Допустим, что кристаллик имеет кубическую кристаллическую структуру; его основные кристаллографические направления, совпадающие с направлениями результирующих магнитных моментов этих четырех доменов, указаны на рисунке крестиком. При наложении на образец небольшого магнитного поля Н начальное распределение доменов становится энергетически невыгодным, и происходит рост одних доменов за счет других, вызванный соответствующим смещением доменных границ. Если поле убрать, восстановится прежняя картина. Поэтому участок I₁ кривой намагничивания называется участком обратимого смещения (доменных границ).

Рис. 1. Намагничивание ферромагнетика: а - основная кривая намагничивания, б - схема поведения доменов при намагничивании, в - петля гистерезиса при перемагничивании, г - петля гистерезиса магнитомягкого, магнитожесткого и с прямоугольной петлей магнитных материалов.

В этой области магнитная восприимчивость _а и проницаемость _а - величины постоянные и не зависят от напряженности поля:

I=_аH; (1)

B=_aH. (2)

Второй участок кривой намагничивания (I₂, область Рэлея) характеризуется квадратичной зависимостью намагниченности и индукции от напряженности магнитного поля:

(3)

(4)

Область Рэлея также находится, в области слабых полей, значительно меньших коэрцитивной силы. В этой области восприимчивость и проницаемость линейно возрастают с увеличением напряженности поля:

(5)

(6)

Процесс намагничивания в области Рэлея происходит главным образом за счет опрокидывания (инверсии) областей самопроизвольного намагничивания в направлении легкого намагничивания, ближайшие к направлению приложенного поля, и в меньшей степени за счет упругого смещения границ. У большинства ферромагнитных материалов намагниченность подчиняется в определенной области закону Рэлея. Однако существуют материалы, у которых такой области на кривой намагничивания нет.

Если же поле будет продолжать расти, верхний (на рис. 1б) домен постепенно вытеснит все остальные и образец станет «однодоменным». Этот процесс называется необратимым смещением (участок II на рис. 1а). Необратимость смещения доменных границ заключается в том, что если теперь выключать поле, прежняя картина распределения доменов сама не восстановится: отсутствуют даже «зародыши» исчезнувших доменов.

Но пока еще (конец участка II) результирующий вектор магнитного момента нашего единственного домена «привязан» силами магнитной анизотропии к направлению оси кристалла. Дальнейшее увеличение поля оторвет этот вектор от направления оси кристалла и повернет его ближе к направлению поля. Участок III и носит название «вращение» (результирующих векторов магнитных моментов доменов) и заканчивается - при совпадении направлений поля и моментов - так называемым «техническим насыщением» намагниченности (I_S) или индукции (B_S), которое достигается в поле насыщения Н_S.

Если продолжать увеличивать поле выше Н_S, намагниченность будет продолжать плавно расти. Для большинства материалов этот рост так мал, что его очень трудно измерить. Это явление соответствует участку IV на рис. 1a, б и носит название «парапроцесса», или «истинного намагничивания». Дело в том, что силы теплового движения не могут нарушить параллельность большинства _ат домена, но способны все-таки внести некоторое разупорядочение атомных магнитных моментов (тем большее, чем выше температура). Увеличение внешнего поля дает обратный эффект - увеличивает их упорядочение, что и составляет сущность парапроцесса.

Рассмотрев природу начальной кривой намагничивания, отметим, что, кроме самой величины намагниченности I материала, в технике большое значение имеет скорость ее роста при росте напряженности внешнего поля Н, характеризуемая отношением изменения намагниченности I в данном поле к величине соответствующего изменения поля Н и называемая магнитной восприимчивостью =I/Н. Различают начальную, максимальную, среднюю и др. восприимчивости, в зависимости от того, в каком месте кривой ее вычисляют. Другая важная для характеристики магнитных материалов величина, =1+, называется магнитной проницаемостью. Возвращаясь к рис. 1а, представим себе, что, доведя поле до Н_S, мы начнем уменьшать его до нуля. Опыт показывает, что намагниченность не вернется к нулю по начальной кривой намагничивания, новая кривая пройдет выше прежней (рис. 1в) и пересечет ось I при Н=0 с некоторым значением I_r (остаточная намагниченность). Чтобы довести I до нуля, надо увеличить внешнее поле в направлении, противоположном прежнему, до значения Н_C (коэрцитивная сила). Проведя полный цикл изменения поля в обе стороны, получим изображенную на рисунке петлю гистерезиса намагниченности. Одна из причин запаздывания следования намагниченности за полем - необратимость смещения доменных границ, о которой шла речь выше. Другая причина связана с несовершенствами кристалла. Энергии поля хватает на то, чтобы, прорвав доменную границу, перебросить ее при движении через встретившееся на ее пути «включение» (дефект решетки, атом примеси и т. д.). Но при спаде поля и возврате доменной границы обратно ее собственной энергии не хватит на то, чтобы миновать включение. Граница «застрянет» на нем. Все это вместе и приводит к гистерезису.

Различают магнитомягкие материалы, имеющие малые I_r и Н_S, узкую петлю (площадь петли пропорциональна потере энергии, ее переходу в тепло за период перемагничивания), и магнитожесткие материалы с большими I_r и Н_S, с широкой петлей гистерезиса (рис. 1г). Понятно, что мягкие материалы должны быть однородными по структуре, свободными от примесей и внутренних напряжений. Простейший пример – чистое железо. Противоположный пример – закаленная сталь, содержащая углерод, главным образом в виде цементита, иногда в виде внедренных в решетку железа атомов или в виде включений и т.п. Сталь обладает сравнительно широкой петлей гистерезиса и используется для изготовления наиболее дешевых постоянных магнитов.