В.Е. Фертман - Магнитные жидкости (1163283), страница 8
Текст из файла (страница 8)
Чтобы уничтожить остаточную намагниченность, к образцу необходимо приложить магнитное поле обратного направления. Напряженность такого размагничнвающего поля Н,, называется коэрцитивной силой. С уменьшением размеров образца доменная структура замкнутых магнитных потоков внутри него оказывается энергетически все более невыгодной. Наконец, при определенном критическом размере 4м частицы становятся однодоменными. Коэрцитивная сила достигает 40 максимального значения Н,=-8 — 80 кА/м при И„р= -20 нм для Ге, Со и Ар--50 — 60 нм для М.
С дальнейшим уменьшением размера частицы ее коэрцитивная сила резко падает до нуля, что составляет суть так называемого явления суперпарамагиетизма. Оно характеризуется своеобразным броуновским движением конца век> тора магнитного момента т=Р„,М,. частицы. Ансамбль из и частиц в достаточном для насыщения внешнем поле Й обладает намагниченностью М =лт. После выключения этого поля намагниченность ансамбля М стремится к нулю из-за теплового движения ориентаций векторов и отдельных частиц. Уменьшение М во времени происходит по закону М = М ехр( — т/т ), (1.14) где т — время релаксации.
Таким образом, ансамбль малых твердых частиц ведет себя подобно парамагнитным атомам с большим магнитным моментом т. Из этой аналогии и возникло название суперпарамагнетнзма. При тепловых флуктуациях, как было указано Л. Неелем (1.. Нее!) (1949), вектор т ориентирован по разным пространственным направлениям, соответствующим минимумам свободной энергии частицы (осям легкого намагничивания), которые разделены потенциальными барьерами. Согласно модели дискретных ориентаций вектора ит, неелевское время релаксации т. задается уравнением т.„= т ехр (Е !(иТ)). (1.15) В случае одноосной аннзотропии потенциальный барьер Е, определяется следующим выражением: Е, = К,$', (1.16) где Ая — константа одноосной кристаллографической анизотропии.
Параметр тв выбирается разными авторами постоянным в пределах 1Π— з — 10 — ж с, и его значение определяется ларморовской прецессией вектора т вокруг оси анизотропии. Из формулы (1,14) следует, что при времени измере- 41 тн лт) (1.17) Суперпарамагнитные частицы, описанные выше, не >меют вращательных и поступательных степеней свобо~ы, например когда они расположены в твердой немагштной матрице. Кинетика намагничивания ансамбля ~алых частиц, взвешенных в жидкости, рассматриваетя в э 2.2.
ния т„,„«т. состояние упорядоченных магнитных моментов частиц не успевает измениться и система ведет себя как ферромагнетик. В противоположном предельном случае наблюдается хаотическая ориентация векторов >и. Интенсивность броуновской диффузии вектора т определяется энергией ЙТ. В соответствии с выражением (1.15) при заданной энергии кристаллографической анизотропии Е, можно подобрать такую температуру, чтобы г„=т„.
° Эта температура называется блокирующей. Условие т, =т. для каждого значения температуры определяет критический объем У~ частицы. Небольшие >вменения объема частицы по сравнению с Ущ, будут пе>еводить ее нз ферромагнитного в суперпарамагнитное остояние и наоборот. Во внешнем магнитном поле частицы приобретают тополнительную энергию — ретй= — »етО соз ч>, кото>ая изменяет энергетический барьер Е, н время релакса>ии т.. Здесь ч> — угол между векторами магнитного мочента частицы и напряженности магнитного поли. Со:тояпие тиердой частицы зависит от соотношения двух >араметров: а.=К„У! 'яТ и =т111(ЬТ), характеризуюцих соотношение между энергиями магнитной анизотроши и взаимодействия с внешним полем и энергией тепювого движения.
Если а «1, и ~~, ориентация векто>ов т отдельных частиц стохастпческн изменяется юкруг нектора поля под действием тепловых флуктуа>ий, которые подавля>отея полем. Время релаксации :. определяется временем затухания ларморовской пре>ессии магнитного момента те. В этом случае крцсталлорафической анизотропией можно пренебречь, в резульате исчезают внешние признаки ферромагнетика; петля нстерезиса вырождается в одиночную кривую намаг>ичивания (коэрцитивная сила Н, и остаточная индукции В„ равны нулю), которая описывается формулой '(анжевена: Теперь обратимся к некоторым данным о спонтанной намагниченности н температуре Кюри малых частиц по сравнению с монолитным матерцалом.
Согласно теории спонтанной намагниченности малых частиц, развитой в приближении молекулярного поля, а также наиболее достоверным экспериментальным результатам, можно считать, что у малых ферромагнитных частиц и у массивного металла спонтанная намагниченность М, и температура Кюри совпадают вплоть до размеров Й=2 нм ~32) . Концентрация твердых частиц в жидкой основе определяет магнитные свойства рассматриваемых в справочном пособии систем. В известных магнитных жидкостях состав дисперсной фазы ие отличается болыпим разнообразием.
Зато в зависимости от требований, предъявляемых к техническому устройству, в нем могут применяться магнитные жидкости на различных основах. Поэтому в основу классификации магнитных жидкостей естественным образом была положена концентрация твердой фазы. Конечно, такой упрощенный подход не учитывает некоторых особенностей взаимодействия магнитной жидкости и внешнего поля в условиях нх относительного двигкення. В то же время концентрация магнитных частиц определяет главную отличительную характеристику магнитной жидкости — намагниченность. Теплофизические свойства магнитных жидкостей также зависят от соотношения твердой и жидкой фаз.
Ясно, что первоначальное представление о магнитной жидкости как однокомпонентном однофазном континууме являлось чрезмерно идеализированным. Даже в устойчивых магнитных жидкостях полидпсперсность частиц, их магнитное дипольное взаимодействие, нарушение концентраппонной однородности дисперсной фазы влияют на динамическое взаимодействие жидкости и поля. Только в предельно разбавленных жидкостях этими факторами можно пренебречь. В результате исследований зависимости эффективной вязкости н магнитной восприимчивости магнитных жидкостей от концентрации твердой фазы определена область, в которой находится граница этого влияния: ф<0,03. Для практического использования нужны жидкости с повышенным содержанием дисперспой фазы, которые обеспечивают эФфективное взаимодействие жидкости и поля. В интервале 0,03я„~(~0,1 объемную концентрацию будем считать умеренной, Прн таких концентрациях твердой фазы 43 в жидкости, по-видимому, уже начинают появляться небольшие агрегаты, состоящие нз нескольких ма~нитных частиц.
На движение таких жидкостей, кроме объемной магнитной силы, существенное влияние оказывают также пары сил, приложенные к каждому элемевтарному объему жидкости 118). Они связаны с ориентирующим действием магнитного поля на результирующий магнитный момент отдельных агрегатов. Поэтому внешнее поле может затормозить вращающийся агрегат нлн, наоборот, заставить его вращаться, воздействуя на магнитный момент.
Неньютоновскне свойства жидкостей с умеренной концентрацией твердой фазы, связанные с магнитным дипольным взаимодействием частиц, уже проявляются, но его вклад в диссипатнвные процессы еще мал по сравнению с действием указанного ныше механизма внутреннего трения, который получил название магнитовязкого. В концентрированных магнитных жидкостях (0,1я~ ~~Г~0,2) на внутреннее трение приблизительно в одинаковой степени влияет как магннтовязкий механизм, так и разрушение агрегатов в потоке жидкости. И, наконец, высококонцентрированные жидкости (Ч:-р-0,2) проявляют неньютоновские свойства даже при отсутствии магнитного поля.
Эти жидкости являются реологически сложными системами, в которых на эффективную вязкость наряду со сдвиговым течением и внешним полем могут существенно влиять внутренние магнитные поля. Кроме того, при высоких концентрациях днсперсной фазы межчастичное взаимодействие может привести к возникновению структуры магнитной жидкости в виде чередующихся областей с повышенной и уменьшенной концентрацией магнитных частиц. 2. СВОЙСТВА МАГНИТНЫХ ЖИДКОСТЕИ 2Л.
ПЛОТНОСТЬ Масса вешества, содержашегося в единичном объеме магнитной жидкости, складывается из массы твердой и жидкой фаз: Рагао = Ро~ро+ Рмог + Рп.а в (( (ора+ ор)) (2. () ГДе РО, Рм Рп.а.в плотность жидкой Основы, маГнитноГО материала и поверхностно-активного вещества соответственно; ого, оР— объемные концентрации жидкой основы и твердой фазы, которые равны отношению занимаемого ими объема ко всему объему магнитной жидкости Довольно часто плотности жидких компонент приблизительно равны.
Тогда из соотношения (2.!) получаем выражение для определения объемной концентрации твердой фазы: Рм,ж — Ро (2.2) Рм Ро Твердая и жидкая фазы при нагревании расширяются неодинаково. Для характеристики объемного расширения вводится коэффициент термического расширения 1 = — — — (г(ЯйТ)). По правилу смешения коэффициент тер- Р мического расширения магнитной жидкости равен: вн = пнп.а.в.+ ГРо Фо пнп.а.в) + оР(пнм 1)п.а в) ГДЕ РО ~п.а.в, ~м — КОЭффццИЕНтЫ тЕрМИЧЕСКОГО раСШнрЕ- ння основы, поверхностно-активного вещества и твердой фазы соотнетственно. Дла слУчаЯ Ро Рп.а,в пя ор + () Ч1) н З~ „+ (( — оР) ро, (2.З) Гдс ам — КОЭффнцнвит ЛИНЕЙНОГО раСШНрвиня МаГНИтного материала.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
