2. Природа спонтанной намагниченности доменов – квантовая, т. е. объясняется квантовой физической теорией.

Все электроны обладают спиновыми (собственными) магнитными моментами , т. е. способны определенным образом ориентироваться в пространстве, например вследствие взаимного влияния или под дейст-вием внешнего магнитного поля. Отметим, что _S = 1,610^–23Дж/Тл
(1 Дж/Тл = 1 Ам²). Атомы ферромагнетиков имеют недостроенную, не полностью занятую электронами внутреннюю оболочку. Так, у атомов железа, содержащих электроны на четырёх оболочках, первая и вторая из них заняты полностью, третья, внутренняя оболочка из 18 возможных имеет только 14 электронов, внешняя оболочка содержит два валентных электрона (рис. 19.2). Электроны в каждой оболочке отдельно взятого атома попарно имеют антипараллельную ориентацию собственных магнитных моментов, обеспечивая нулевой результирующий спиновый магнитный момент атомов .

В процессе кристаллизации ферромагнетика магнитные моменты части электронов недостроенных внутренних оболочек в результате их взаимодействия ориентируются строго параллельно друг другу и «оси легкого намагничивания» образующегося кристаллика, как показано на рис. 19.2. В итоге возникают результирующие спино-
вые магнитные моменты атомов кристаллической решетки (рис. 19.3), образующие в совокупности магнитный момент домена , намагниченность которого (где V_д – объем домена) равна по порядку величины 10⁷–10⁹ А/м. Этот процесс протекает спонтанно и одновременно с обобществлением валентных электронов (оболочка 4) соседних атомов кристалла.

Рис. 19.2

Рис. 19.3

Взаимно параллельная ориентация магнитных моментов сопровождается уменьшением энергии взаимодействия электронов соседних атомов («обменной энергии» Е₀). Она тем меньше, чем больше объем V_д домена. Однако с возрастанием объема домена увеличивается его магнитный момент и, следовательно, энергия магнитного поля Е_м домена. Минимальная суммарная энергия Е_min получается при некотором фиксированном, устойчивом объеме домена V_д, как показано на рис. 19.4.

Этому же условию способствует деление кристалликов ферромагнетика на домены с антипараллельной ориентацией магнитных моментов (см. рис. 19.1). Магнитная энергия кристалла при таком делении резко уменьшается, а обменная энергия увеличивается в значительно меньшей степени. Ее увеличение происходит на объемных границах («стенках Блоха») между доменами вследствие постепенной переориентации спиновых магнитных моментов атомов, как показано на рис. 19.5. Еще большему уменьшению свободной энергии поли-
кристаллических ферромагнетиков способствует произвольная ориен-
тация доменов, относящихся к разным монокристалликам образца
(см. рис. 19.1).

Р_д

Р

s

Р_д

Р

s

Рис. 19.4 Рис. 19.5

Кривая начального намагничивания ферромагнетика

При изучении литературы  студенту следует уяснить сущность процесса технического намагничивания ферромагнетика, основные особенности которого состоят в следующем:

1. При размещении ненамагниченного ферромагнетика (поликристаллического образца) во внешнем магнитном поле, например в поле соленоида с током, происходит его принудительное, или «техничес-кое», намагничивание, при котором все домены образца полностью или частично ориентируются в направлении напряженности намагничивающего поля, как показано на рис. 19.6 (поле Н₁<H₂<H₃). В фер-

ромагнитном образце магнитное поле характеризуется индукцией , причем зависимость В = f₁(H) – нелинейная и в общем случае неоднозначная. Только процесс начального технического намагничивания ферромагнетика может быть выражен зависимостью В = ₀, где ₀ – магнитная постоянная;  – магнитная проницаемость вещества, зависящая от напряженности поля:   f₂ (H).

Рис. 19.6

На рис. 19.7 показана кривая начального намагничивания (сплошная линия). Три характерных участка кривой соответствуют рис. 19.6.

На участке I с увеличением напряженности поля происходит обратимое смещение границ и увеличение объема доменов, ориентация которых близка к направлению поля Н. Соседние антипараллель-
ные домены уменьшаются. На участке 2 этот процесс становится
интенсивным, скачкообразным (эффект Баркгаузена) и необратимым.

Рис. 19.7

При скачкообразном изменении индукции поля внутри кристаллов возникают вихревые токи, нагревающие вещество, вследствие чего теряется энергия намагничивающего поля. Часть ее преобразуется также в энергию возникающих звуковых волн. В конце участка II большинство доменов, поглотив соседние, оказываются сориентированными по осям легкого намагничивания кристаллов, близких по направлению к полю . На участке III сильное намагничивающее поле вызывает процесс медленного и монотонного вращения доменов до направления, совпадающего с направлением поля . В результате наступает состояние насыщения намагниченности ферромагнетика (Н_s, B_s). Дальнейшее увеличение индукции не зависит от его свойств и связано только с ростом .

2. Магнитная проницаемость , как видно из кривой начального намагничивания, возрастает в слабых полях от некоторого начального значения _н до максимального значения при Н = Н₀, как показано на рис. 19.8. При дальнейшем увеличении намагничивающего поля магнитная проницаемость уменьшается, асимптотически приближаясь к значению   , когда ферромагнетик практически не влияет на магнитное поле в занимаемом им объеме. Само понятие «магнитная проницаемость» для ферромагнетика применимо только к «кривой начального намагничивания».

Рис. 19.8

Исследование свойств ферромагнетика с помощью

петли гистерезиса на лабораторной установке

1. При уменьшении напряженности намагничивающего поля до нуля намагниченный ферромагнетик размагничивается лишь частично вследствие необратимых процессов (см. рис. 19.7). При Н = 0 поле ферромагнетика характеризуется остаточной магнитной индукцией В_r. Отставание индукции В от напряженности Н при уменьшении напряженности называется «магнитным гистерезисом».

2. В намагничивающем поле обратного направления путем изменения его напряженности от Н = 0 до Н = –Н_с остаточную индукцию можно сделать равной нулю (см. рис. 19.7). Значение Н_с напряженности поля называется коэрцитивной силой ферромагнетика. Она показывает, как сильно удерживается ферромагнетиком остаточная индукция.

3. Ферромагнетики, у которых Н_с < 80 А/м, называются мягкими. Эти материалы (железо, электротехническая сталь, сплавы железа с ни-келем – «Пермаллой») имеют большую магнитную проницаемость (_max = 5000–50 000 и более) и применяются для изготовления сердечников трансформаторов и электрических машин. Ферромагнетики, имеющие Н_с > 4000 А/м, называются жесткими и применяются для изготовления постоянных магнитов (сплавы железа типа «Алнико» и «Магнико») .

4. При перемагничивании ферромагнетиков в переменном поле
Н = f(t) процесс изменения магнитной индукции поля в образце характеризуется симметричной замкнутой кривой, которая вследствие запаздывания изменения индукции называется петлей гистерезиса (рис. 19.9). Если амплитуда напряженности поля заходит в область насыщения намагниченности образца, петля гистерезиса называется предельной, в остальных случаях – петлей основного цикла (основная петля гистерезиса). Нелинейность петли показывает, что индукция поля изменяется не по закону изменения напряженности. При исследованиях ферромагнетики перемагничивают в «режиме синусоидальной индукции» поля в образце, при котором напряженность поля изменяется по закону Н = f(t) резко искаженной синусоиды (рис. 19.9).

Две ветви петли гистерезиса означают, что любому значению Н соответствуют для этой петли два значения магнитной индукции В, зависящие от предыстории магнитного состояния образца.

Кривая, проведенная через вершины (В_m, Н_m) ряда основных петель гистерезиса, практически совпадает с «кривой начального намагничивания». Поэтому магнитная проницаемость ферромагнетика может быть определена через эти максимальные значения В_m и Н_m, относящиеся к любой из основных петель гистерезиса (рис. 19.9), по формуле

, (19.1)

где ₀ = 4 10^–7 Г/м.

Рис. 19.9

5. Энергия гистерезисных потерь, расходуемая за один полный цикл перемагничивания какого-либо образца, равна произведению объе-ма образца V₀ на площадь петли гистерезиса в координатах (В, Н) , т. е.

. (19.2)

Она переходит в тепловую энергию образца. При перемагничивании ферромагнетик нагревается.

6. Полностью размагнитить ферромагнетик можно, перемагничивая его в переменном магнитном поле при плавном уменьшении амплитуды напряженности поля от насыщенного значения Н_S до нуля в течение ряда циклов.

Схема измерительной установки

1. Для определения параметров ферромагнетика используется петля гистерезиса, которая наблюдается на экране осциллографа при перемагничивании данного ферромагнитного образца внешним переменным магнитным полем.

Схема измерительной установки показана на рис. 19.10. Она содержит следующие элементы: генератор переменного напряжения;
ФО – ферромагнитный образец (сердечник трансформатора); N₁ – намагничивающая обмотка; N₂ – измерительная обмотка; R и С – резистор и конденсатор RC – цепочки; R₁ – резистор для получения напряжения U_x; электронный или цифровой осциллограф (см. Приложение).

Рис. 19.10

1. В соответствии с показанной на рис. 19.10 схемой на вход  осциллографа подается напряжение U_y, пропорциональное магнитной индукции В поля в исследуемом образце, на вход Х – напряжения U_x пропорциональное напряженности Н поля, намагничивающего образец (внутренний генератор горизонтальной развертки луча осциллографа при этом выключается). За один период Т изменения напряжений U_x
   и U_у, характеризующий полный цикл перемагничивания образца, электронный луч на экране осциллографа описывает петлю гистерезиса, повторяя ее в точности за каждый следующий период. Поэтому изображение петли гистерезиса на экране будет неподвижным.

Петля гистерезиса изображается на экране в координатах (х, у), причем