Справочник по электротехническим материалам. Под ред. Ю.В.Корицкого и др. Том 3 (3-е изд., 1988) (1152098), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Результирующий магнитный момент представляет собой векторную суиму парциальных магнитных момен- (равд. 1) Общце сведения о лпгнитных латериалпл тов подрешеток и может быть равен нулю (в «классических» антиферромагнетиквх), и отличен от нули (в ферримагнетиках). Простейший случай двух неэквивалентных магнитных подрешсгок можно рассматривать на примере феррита со структурой шпинели Мере»О«, где Ме --двухвалентный металл. Ионы кислорода формируют кубичесиую гранецентрированную решетку, и между ними возникает два типа позиций: тетраэдрнческие (окруженные четырьмя ионами О' ) и октаэдричеекие (окруженные шестью ионами О' ). В этих позициях располагаются ионы металлов.
Совокупности катионов в тетраэдрнческих и октаэдрических позициях рассматривают нак магнитные подрешетни, обладающие парпиазьными магнитными моментами М, р и М„ ориентированными внтипараллельно относительно друг друга. Поскольку элементарная ячейка содержит! 6 катионов в октаэдрических позициях и восемь в тетраэдрических, то, как правило, М,, ) М, ,р. Суммарный магнитный момент М,=М,„,— М.„„. (1.!2) Намагниченность насыщенна зависит от спинового магнитного момента катионов, их валентности, распределении по кристаллографическнм познцним и от некоторых других факторов. Ферричагнетики по сравнению с ферромагнетиками, как правило, обладают более низкими значениями намагниченности насыщения М,.
.Наличие в некоторых ферритах как минимум двух магнитных подрешеток с антипараллельной ориентацией магнитных моментов приводит к аномальной температурной зависимости намагниченности насьпцения и существованию так называемой точки компенсации (температуры О.
„ при которой парциальные магнитные моменты подрешеток равны между собой). Энергия косвенного обменного взаимодействия обычно меньше энергии прямого обмена. Поэтому температура Кюри (О к) феррнмагнетиков, квк правило, ниже чем Ок для ферромагнетиков. Кроме ферритов со структурой шпинели, достаточно широкое применение нашли ферриты со структурами: граната — КзГе«О,» (К вЂ” редкоземельный металл); магнетоплюмбита — МеГе~«О~«(гексаферриты), где Ме— Ва, 5г; перовскита — КГеО» (ортоферриты). Кроме рассмотренных параллельной и антипараллсльной ориентаций магнитных моментов, известны и другие ориентации. Так, напри»1ер, магнитные моменты подрешеток могут ориентироваться не строго антипараллельно, а благодаря релятивистским взаимоотношениям образовывать небольшие отклонения на угол 0,6...1'.
Это приводит к поивлению неском- пенсированного магнитного монента (приблизительно О,! 9' от намагниченности подрешетки), направленного перпенликулярно оси анти- ферромагнитного упорядочения. Такое упорядочение существует в ортоферритах, МпСО«, гематите сс-Ге»О». В веществах с тремя магнитными псдрешетками может существовать «треугольное» упорядочение при выполнении специальных соотношений между обменными взаимодействиями спиновых моментов полрешсгок. При этом возникают гелнкоидальные (спиральные, винтовые, зонтичные) магнитные структуры, которые наблюдаются в некоторых редкоземельных металлах. Ферро- и ферримагнитное упоридочение магнитных моментов существует не только в веществах с кристаллической структурой.
В 1960 г. А. И. Губановым была теоретически предсказана возможность существования ферромагнегизма в аморфных веществах. В настоящее время известно больвню количество аморфных материалов (металлов и сплавов), обладающих свойствами ферро- и ферримагнетиков. Аморфные сплавы в виде пленок или тонких лент металлбв переходной группы (Ге, Н), Со) с неметаллами (В, Р, 51, С) являются ферромагнетиками, а сплавы некоторых редкоземельных иеталлов с металлами Ап, Ац, Сц, С)в, !и, квк правило, ферримагнетиками. Аморфные вещества характеризуются отсутствием дальнего порядка (отсутствием упорядоченности в расположении структурных частиц вещества). На больших расстояниях порядок «размывается» и переходит в «беспорядок», Такой «беспорядок» приводит к флуктуации межатомных расстояний.
Упорядоченность в расположении атомов имеет место лишь на расстоянии около 1,6 нм. Отсюда следует, что для возникновения ферро- или ферримагнетизма необходимо лишь наличие ближнего порядка. Ферромагнетизм аморфных веществ в настоящее время объясняется на основе обменного взаимодействия в модели плотной статистической упаковки жестких шаров и флуктуирующих величин интегралов обменного взаимодействия. Основные технические характеристиня магнетиков (начальная магнитная проницаемость р„ кривая намагничивания В ()(), остаточная индукции В„ коэрцитивная сила )1„ петля гистерезиса) н их изменение под влиянием внешних воздействий тесно связаны с различнымн видами взаимодействий в веществе.
При отсутствии внешнего магнитного поля вектор суммарной намагниченности в магнитном материале направлен не произвольным образом, а в определенных ирнсталлографиче- Общие сведенин о лсеннтныл материалах (равд. !) ских направлениях (в аморфном материале— в определенном направлении по отношени!о к плоскости пленки или ленты). Эти направления называются направлениями (осями) легкого намагничивания. Направления, в которых необходимо приложить самое большое магнитное поле для намагничивания, называются направлениями (оспин) трудного намагничинания.
Таким образом, в магнитном отношении магнетики являются анизотропными материалами. Для поворота вектора намагниченности иэ легкого в трудное направление необходимо затратить энергию, которая пропорциональна энергии магнитной кристаллографическай анизотропии (для аморфных иагнетиков — энергия магнитной аннзотропии), характеризуемой константами анизотропии Кь Кь — . Так, в железе и некоторых его сплавах, имеющих кубическую структуру, осями легкого намагничивания являютсн ребра куба, а самого трудного — пространственные диагонали. Для Бй ииеюшего также кубическую структуру, распрепеяение осей †- обратное.
Всем магнитнымм материалам присуще явление магнитострикции — изменение формы н (нли) размеров магнитного тела при изменении его магнитного состояния. Явление магннтгстрикцни самопроизвольно возникает в ферро-, ферримагнегиках при охлаждении их до температуры ниже точки Кюри Ок и характеризуется коэффициентом магнитострикции !», который для различных материалов изменяется в широких пределах и може~ быть как положительным, так и отрицательным. Приложение к магнитному телу внешних механических напряжений п приводит к возникновению магннтоупругой энергии, пропорциональной произведению п~ . Иагнитоунругая энергия вносит вклад а энергию анизотропни. Окало различных неоднородностей магнетика (поры, дисвокацин, не- магнитные включения) возникают магнитные полюсы н связанная с ними магнитостатическая звергвя (энергия размагничивания), которая является частью полной энергии иагнит.
ного тела. Несмотря на наличие в ферро-, ферримагнетнкс самопроизвольной наиагннченности, опьп обычно показывает размагинченное состояние ферромагнитных тел. Для объяснения этого факта П. Вейс выдвинул гипотезу о существовании доменов, иаиагннченных до состояния насыщения отдельных областей, расположение векторов магнитных моментов которых равновероятно. Тогда внутри образца образуются замкнутые магнитные цепи и результирующий магнитный момент образца будет равен нулю.
В зависимости от размеров образца, его физических свойств кроне замкнутых доменных структур су!цествуют и дру- гие структуры: однодоменные, полосовые,лабиринтные, цилиндрические н т. д. 11оявление в магнитиои теле той нли иной доменной струн. туры отвечает минимуму полной суммарной энергии образца. Сун!ествование доменов подтверждено экспериментально как прямыми магнитооптическими методами, наблюдениями с помощью порошковых фигур Акулова — Бит. терн, так и косвенными данными (скачки Г. Г. Баркгауэена).
Линейные размеры доменов составлнют тыснчные — десятые доли миллиметра. Домены отделены друг от друга доменныии границами, в которых происходит постепенное изменение направления вектора намагниченности от одного домена к иаправле. нню вектора намагниченности в соседнеи домене. Под действием внешнего магнитного поля происходит перестройка доменной структуры, что приводит к намагничиванию ферроч фсрримагиитиого тела.
Процессы намагничивания, т. е. процессы, привоиншис к появлению отличной от нули намагниченности, удобно рассматривать на примере зависимости индукции В от напряженности иагнитного поля Н (кривая намагничивания). Зависимость полной энергии магнитного тела от расположения доменных границ в образце имеет немонотонный характер и состоит из большого числа минимумов и максииумов (потенцнальные барьеры) различной глубины и высоты. При отсутстйни внешнего магнитного поля доменные границы располагаются в энергетическик иинимумах. В целом магнитные моменты соседних доменов образуют замкнутые магнитные цепи н тело не обладает видимыми магнитными свойствами.
В слабых полях происходит «разрастание» тех дпменов, векторы намагниченности которых имеют иан- К~ ЕЫ ЕБ Ш И )(,у Рис. !.!. Зависимость индукции н магнитной проницаемости от напряженности магнитного поля [рззд. 1[ Общие сведения о магнитных материалах меньшие углы с направлением поля, за счет доменов, у которых эти углы наибольшие «Разрастание» доменов связано со смешением границ доменов в пределах их энергетических минимумов.
Этот процесс обратимый н называется процессом обратимого смещения доменных границ (область ! на рис. 1.1). Суммарная на. магниченность образца становится отличной от нули, что приводит к поивлению магниуной индукции В и магнитной проницаемости р, равной отношению В к Н и магнитной постоянной р«. Прн стремлении напряженности поля к нулю материал характеризуется начальной магнитной проницаемостью р„.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
