книги / Физика металлов и дефекты кристаллического строения
..pdfкрая 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
вектора поля Н и |
энергетически более выгодна (под |
прямым |
и острым углами) |
за счет соседних доменов, вектор |
намагни |
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
|
Р = |
Ро + - j а Н , |
|
|
|
||
|
где ро — начальная |
проницаемость; |
|||||
|
Н — напряженность |
магнитного |
по |
||||
|
ля; а — постоянная Рэлея. |
|
|
||||
|
По |
мере повышения напряжен |
|||||
|
ности |
внешнего |
магнитного |
поля |
|||
|
ориентированные |
(слившиеся) |
до |
||||
Р ис. 9.13. |
мены |
начинают |
скачкообразно |
по |
|||
ворачиваться в направлении |
векто |
||||||
|
|||||||
|
ра напряженности |
этого поля |
(эф |
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
ния— направление |
пространственной |
диагонали |
(см. |
a |
if |
|
|
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,
где а — некоторая постоянная величина. Так как магнитострикция является функцией намагниченности, то она, как и намаг ниченность, уменьшается с температурой и обращается в нуль при температуре Кюри.
При намагничивании ферромагнетика не остается также по стоянным его объем. Так, например, при намагничивании железа в сильных магнитных полях изменение
его объема достигает 10-6.
Важным свойством магнитострикционного эффекта является его обратимость. Если размеры ферромагнетика изменяют ся под воздействием внешних сил (напри мер, упругих напряжений), то изменяется магнитное состояние тела. В частности, в ферромагнетике с положительной магнитострикцией намагничивание в направле нии растяжения образца осуществляется с меньшей затратой энергии, чем в пер пендикулярном направлении. Это свя
зано с тем, что при растяжении в отсутствие поля магнитные моменты спинов устанавливаются вдоль оси растяжения, в ре зультате чего в присутствии поля намагничивание состоит только
всмещении границ. При сжатии наблюдается обратная картина:
вобразцах с положительной магнитострикцией спиновые мо менты устанавливаются перпендикулярно оси сжатия, что при водит к увеличению энергии намагничивания. У образцов с от рицательной магнитострикцией (например, из никеля) намаг ничивание по направлению растяжения будет происходить бо лее затруднительно, чем по направлению сжатия.
При наложении на ферромагнетик упругих деформаций су щественным образом изменяется петля гистерезиса. Так, напри мер, при хаотическом распределении в образце внутренних на пряжений за счет дезориентации векторов намагниченности до менов площадь петли гистерезиса увеличивается. Поэтому при создании материалов с высокой магнитной проницаемостью стремятся получить сплав с низкой магнитострикцией, чтобы внутренние напряжения не оказывали влияния на локальную энергию анизотропии. Явление магнитострикции, связанное с изменением размеров ферромагнетиков, находит широкое при менение в современной технике, например для генерации ультра звуковых волн при дефектоскопии и т. п.
Изменение размеров и формы тела можно наблюдать не только при наложении внешнего магнитного поля, но и при пе реходе тела из парамагнитного состояния в ферромагнитное при охлаждении или нагревании. Изменение размеров ферромагне тика в результате возникновения в нем самопроизвольной на магниченности называется термострикцией. По мере понижения
температуры тела величина термострикции растет.
К категории четных эффектов помимо магнито- и термострикции относятся также гальвано- и термомагнитные явления. Под гальвано-магнитными явлениями понимают изменения сопротив ления проводников при внесении их в магнитное поле. Приме ром термомагнитных явлений может служить изменение термо
электродвижущей |
силы тер |
°С |
|||||
мопары при |
наложении |
на |
|||||
П95 |
|||||||
нее |
магнитного |
поля, если |
|
||||
один |
из |
|
представителей |
|
|||
спая |
является ферромагне |
1150 |
|||||
тиком. |
|
|
эффектам |
||||
К |
нечетным |
|
|||||
относится эффект Холла. |
на |
|
|||||
Факторы, |
влияющие |
Ш |
|||||
магнитные |
свойства ферро |
||||||
магнетиков. |
|
Доменная |
|
||||
структура |
ферромагнетиков |
|
|||||
тесно связана с их свойства |
|
||||||
ми, |
имеющими |
большое |
|
||||
практическое |
значение. |
На |
|
||||
свойства |
ферромагнетиков |
|
|||||
большое влияние оказывают |
|
химический состав, способ их изготовления, механическая и тер мическая обработка и т. д. При этом если некоторые свойства, как, например, намагниченность насыщения, незначительно изме няются в зависимости от химического состава и обычно не зави сят от условий изготовления и термической обработки, то такие, как коэрцитивная сила, проницаемость, восприимчивость, по тери на гистерезис, существенно обусловлены этими факторами и более других физических свойств чувствительны к изменению содержания примесей или к термической обработке. В то же время установлено, что намагниченность ферромагнетиков мо жет существенно изменяться при приложении внешнего давле ния. Это явление названо пьезомагнитным эффектом.
Большое влияние на ферромагнитное состояние оказывают превращения, происходящие в металле или сплаве при его го рячей механической или термической обработках. В качестве примера рассмотрим диаграмму состояния двойных сплавов же леза с кобальтом. Как видно из рис. 9.17, все поле диаграммы разделено на области, характеризующиеся составом и строением фаз, устойчивых при указанных температурах и концентрациях компонентов. Фаза а обладает кристаллическим строением, ха рактерным для железа при комнатных температурах, и имеет объемноцентрированную кубическую решетку. С повышением
температуры (при 911°С) a -фаза |
переходит в у-модификацию |
с гранецентрированной кубической |
решеткой, а при 1392 °С — |
у 6 - ф а з у , имеющую такую же решетку, как и a -фаза. Кобальт при нагревании выше 420 °С переходит из е-фазы (гексагональ-
ная решетка) в 7 -фазу с гранецентрированной кубической ре* шеткой. При нагревании до линии а сплавов, содержащих до 15 мае. % кобальта, ферромагнетизм исчезает без каких-либо фазовых превращений. На линии Ь происходит фазовый переход сплавов с гексагональной решеткой е-фазы в сплавы с ГЦК-ре-
|
|
шеткой у-фазы, причем обе эти |
||||
|
|
фазы ферромагнитны. |
||||
|
|
На рис. 9.18 показано измене |
||||
|
|
ние спонтанной |
намагниченности |
|||
|
|
от температуры, характерное для |
||||
|
|
этой группы сплавов. |
||||
|
|
В |
интервале |
температурного |
||
|
|
перехода е |
у наблюдается рез |
|||
400 |
|
кое изменение в сторону умень |
||||
h |
шения. |
спонтанной |
намагничен |
|||
|
т°с |
ности, |
что |
связано |
с кристал |
|
Рис. 9.18. |
|
лографической перестройкой кри |
||||
|
сталлографической |
структуры и |
||||
|
|
разупорядочиванием атомов при переходе сплава из одной кри сталлографической модификации в другую. Соответственно по линии с диаграммы одновременно с перестройкой из а- в у-со- стояние происходит переход сплавов из ферро- в парамагнитное состояние при нагревании и обратный переход при охлаждении. По линии m никаких структурных превращений не происходит, а наблюдается только переход из ферро- в парамагнитное со стояние. Спонтанная намагниченность сплавов, соответствую щих линиям а, с и т , в зависимости от температуры опреде ляется законом трех вторых (9.19), а температуры, отвечающие пунктирным линиям а, с и m на рис. 9.17, являются температу рами Кюри —(Ts) для соответствующих сплавов.
Превращения на линии е (911°С) происходят при температу рах, когда обе фазы немагнитны, однако они оказывают влияние на магнитные свойства сплавов при комнатной температуре. При очень малой скорости охлаждения сплавов, нагретых выше 911 °С, внутренние напряжения, возникающие при фазовом пе реходе, благодаря диффузии успевают выравниться и не оказы вают влияния на магнитные свойства при комнатной темпера туре. Если же сплавы быстро охлаждать с этой температуры, то фазовая перестройка не успеет совершиться полностью и соз даст большие внутренние напряжения, которые окажут значи тельное влияние на магнитные характеристики. В частности, бы строе охлаждение (закалка) сопровождается увеличением коэр цитивной силы.
Напряженность магнитного поля, намагниченность, прони цаемость, коэрцитивная сила и т. д. — все эти свойства до вольно сильно изменяются при изменении температуры, если при этом не происходит никаких фазовых превращений. На чальная проницаемость с возрастанием температуры понижает
ся и резко падает при температурах, близких к точке Кюри.. Так как при механической обработке (прокатке, протяжке, волочении и т. д.) в ферромагнетике могут создаваться пред почтительные направления намагниченности, то магнитная про ницаемость реальных металлов зависит от направления, в ко тором производят ее измерение, и имеет максимальные значе
ния по этим предпочтительным направлениям.
Холодная обработка металлов давлением затрудняет их на магничивание. Поэтому для снятия внутренних напряжений,, которые возникают при холодной обработке, а также для уничто жения анизотропии и улучшения намагничивания ферромагне тиков после холодной обработки их подвергают отжигу. Осо бенно благотворное влияние оказывает отжиг, проводимый в ва кууме и в водороде, при котором наряду с уничтожением внут ренних остаточных напряжений происходит дополнительная очистка металла от примесей.
Влияние термической обработки на коэрцитивную силу и проницаемость связывается с наличием доменов и величиной зерна поликристаллического ферромагнетика. Если создать в ферромагнетике условия, затрудняющие смещения границ, то коэрцитивная сила повысится. Этого можно добиться термиче ской обработкой, измельчающей зерно, или обработкой, стимули рующей выпадение одной из фаз сплава, в результате чего об разуется весьма дисперсная гетерогенная структура.
Особенно значительное повышение коэрцитивной силы на блюдается в том случае, когда зерна сплава настолько малы, что представляют собой отдельные домены. Так как процесс намагничивания такой однодоменной структуры происходит только за счет вращения вектора намагниченности, то он тре бует больших внешних полей, зависящих от энергии анизотро пии и формы частиц. Это объясняется тем, что при поворачива нии вектора намагниченности необходимо преодолеть энергети ческий максимум, соответствующий направлению трудного на магничивания.
Зависимость магнитных свойств от холодной и горячей обра ботки часто используется для получения ферромагнетиков с заданными свойствами. Так, например, если для сердечников трансформаторов требуется материал с высокой магнитной про ницаемостью, то для постоянных магнитов — с высокой коэрци тивной силой. Создавая затруднительные условия или ограни чения для смещения границ доменов на первом этапе намагничи вания, можно повысить коэрцитивную силу. Это можно осуще ствить при изготовлении постоянных магнитов путем использо вания очень мелких ферромагнитных частиц, например метода ми порошковой металлургии, или путем выделения мелких час тиц при старении сплавов в ходе термической обработки. В обоих случаях изделие приобретает гетерогенную очень тонкую струк туру, обеспечивающую высокую коэрцитивную силу.
При изготовлении магнитов с высокой проницаемостью при меняют достаточно чистые по химическому составу и однород ные по структуре материалы и термическую обработку, обеспе чивающую получение в ферромагнетике крупного зерна и лег кое, свободное смещение границ доменов.
Существенное влияние на магнитные свойства оказывают примеси. Так, например, увеличение в железе содержания угле рода приводит к необходимости для получения одной и той же намагниченности значительно повышать напряженность магнит ного поля. Большое влияние имеет химический состав сплава. В некоторых случаях незначительное изменение в химическом составе сопровождается значительным изменением магнитных свойств. Так, например, сравнение двух магнитных сплавов по казывает: молибденовый' пермалой (16 мае. % Fe, 78 мае. % Ni и 3,8 мае. % Мо) при соответствующей термической обра ботке имеет начальную магнитную проницаемость 12 0 0 0 , мак симальную— 120 000 и коэрцитивную силу 3,184 А/м, сплав су пермалой (15 мае. % Fe, 79 мае. % Ni и 5 мае. % Мо) после термообработки имеет начальную проницаемость 100 0 0 0 , мак симальную— 900 0 0 0 и коэрцитивную силу 0,3184 А/м.
Изучение магнитных свойств металлов находит широкое при менение при исследовании процессов внутреннего превращения в ферромагнитных сплавах. С помощью магнитных методов изу чают процессы закалки, отпуска, изотермического распада, дис персионного твердения и т. д.
9.7. АНТИФЕРРО- И ФЕРРИМАГНЕТИКИ
Учение о ферромагнетизме показывает, что электростатиче ское обменное взаимодействие приводит ниже определенной тем пературы к упорядоченной параллельной ориентации спинов, т. е. к спонтанной намагниченности. Однако есть группа твердых тел, которые состоят из атомов (ионов) с нескомпенсированными спинами электронов на внутренних незавершенных оболоч ках и у которых обменное взаимодействие вызывает антипараллельное упорядочивание спинов, в результате чего при Т = 0 К магнитный момент таких тел независимо от их объема равен нулю. Состояние самопроизвольной антипараллельной ориента ции спинов называется антиферромагнитным, а само явление — антиферромагнетизмом. Для антиферромагнитного состояния обменная энергия, как и для ферромагнетиков, равна
U оби = |
2AS1S2, |
но обменный интеграл имеет отрицательное значение.
Теория антиферромагнетизма основывается на ряде допуще ний. Во-первых, при рассмотрении антиферромагнитных тел их кристаллическая структура представляется как бы состоящей из ряда подрешеток, т. е. из отдельных объединений ионов, по ложения которых в кристалле тождественны; во-вторых, на об