Учебник - Электричество - Калашников С.Г. (1238776), страница 51
Текст из файла (страница 51)
Зависимость магнитной ют сто нспсьч зова»ще феррсмагне П1эонидаемости Н от нап1»яжеиности тиков для получения сильных маг поля дли железа «арике» нитных полей весьма эффективно в областях намастсичивания, .делеких от насыщения. В случае же очень сильных полей наступает магнитное насыщение, и применение ферромагнетикав делается практически бесполезным.
Н 1О 3 Н макс Анизотропия намагничивания. Все ферромагнетики в магнитном атно|пении анизотропны. Однако если ферромагнетик имеет мелкокристаллическую структуру и отдельные кристаллики в нем расположены совершенно беспорядочно, то зта [111] анизотропия не проявляется и его намагниченность не зависит от направления поля.
Если же фер- 1 ромагнетик представляет собой единый кристалл, то вид кривой 1 1м намагничивания оказывается различным и зависит от направления намагничивающего поля относительно осей кристалла. На [Ио] рис. 173 изображена злементарНая яЧЕйКа КрИСтаЛЛа жЕЛЕЗа Рис 173. Элементарная кристал- центрированный куб) и пока- лическая ячейка железа я ее заны кристаллографичсские на- основные кристаллографические правления, обозначаемые симво- направления: [100] — легкого, лами [100[ (ребро куба), [с110) [11Ц вЂ” трудного намагничивания 240 гл.
х~ МАГНЕТИКИ (диагональ грани) и [11Ц (пространственная диагональ); на рис. 174 даны кривые намагничивания монокристаллов железа и никеля при трех указанных направлениях магнитного поля. Как видно нз рисунка, для каждого ферромагнетика суще- 1, МАIм 1„6 0,5 ),2 0,3 о,а 0,4 0 20 30 0 20 40 60 0 Рис. 174. Кривые намагничивания монокристаллов железа н никеля при различныхнаправлениях намагиичивакинего поля ствует направление, в котором намагниченность (при данном поле) наибольшая (направление легкого намагничивания), и направление, в котором намагниченность наименьшая (направление трудного намагничивания). Гистерезис.
Положим, что мы намагничиваем первоначально ненамагниченный ферромагнетик и, поместив его внутрь намагничивающей катушки, В увеличиваем магнитное В поле внутри магнетика от нуля до некоторого значе- В~ ния Н1 (рис. 175). Значение В' индукции в магнетике будет определяться отрез- Н„О Н, ком 01 кривой индукции 01А и изобразится отрез- В' ком ординаты ОВ1. Если 2 теперь вновь уменьшать магнитное поле, то уменьшение индукции будет изображаться уже не отРис. 175. Магнитный гнстерезнс резком кривой индукции 10, но кривой 1В', и, когда поле сделается опять равным нулю, индукция не будет равна нулю, а будет выражаться отрспком ОВ'.
Ферромагнетик в этом состоянии является постоянным магнитом. Если, далее, изменить направление тока в намагничивающей катушке и перемагничивать образец в обратном направлении, то изменение индукции будет описываться отрезком кривой В'Й. 241 1 по ФКРРОМАГнетизм При последующем изменении поля в обратном направлении индукция будет изменяться в соответствии с кривой лВл 1. При циклическом перемагничиванин ферромагнетика изменение индукции в нем будет изображаться петлеобрвзной замкнутой кривой 1В'ЯВЯ1. Мы видим, что значение индукции в ферромагнетике определяется не только существующим магнитным полем, по еще зависит от предыдущих состояний намагничивания, причем происходит своеобразное отставание изменения индукции от изменений напряженности поля.
Это явление получило название магнитного гисгперезиса, а указанная выше петлеобразная кривая зависимости В от Н при циклическом перемагничивании называется петлей гистерезиса. Магнитный гистерезис подобен диэлектрическому гистерезису в сегнетозлектриках Я 50). Из кривых рис. 175 видно, что при устранении намагничиваю- щего поля ферромагнетик сохраняет остаточную намагниченность, причем внутри магнетика существует некоторая остаточная индукция. При увеличении амплитуды намшничивающего поля она стремится к предельному значению Во (рис. 175).
Чтобы уничтожить зту остаточную намагниченность внутри ферромагнетика, необходимо создать определенное поле, направленное против первоначального намагпичнвающего паля, изображаемое отрезком ОН„. Это пале называют задерживающей или козрцигпипиой силой ферромагпетика. В связи со сказанным выше находится практический прием, употребляемый Лля размагничивания ферромагнетиков. Для этого ферромагнетик помЕщают внутрь катушки, питаемей переменным гоком, и силу тока постепенно уменьшают до нуля.
При этом ферромагнетик подвергается многократным цикличеСким пЕремагничиваииям, соответствующим различным петлям гистерезиса, которые, постепенно уменьшаясь, стягиваются к точке О (рис. П5), где намагниченность равна нулю. Гистерезис зависит в сильнейшей степени от состава ферромагнетика и от его обработки. Для чистого мягкого железа, т.е.
отожжеппого и затем медленно охлажденного, гистерезис выражен весьма слабо и петля гистерезиса очень узка. Но у закаленной стали гистерезис значителен. Температура Кюри. Способность пара- и ферромагнетиков намагничиваться различна при разных температурах, т.е. их магнитная восприимчивость зависит от температуры.
Она уменьшается с увеличением температуры. Напротив, магнитная восприимчивость диамагнетиков практически не зависит от температуры. Для многих парамагнитных веществ изменение эг с температурой подчиняется закону, установленному Кюри; хг = С(Т, гл хг мАГНеТИКИ где Т вЂ” термодинамическая температура, а С вЂ” постоянная Кюри, зависящая от рода вещества.
Магнитная восприимчивость таких веществ монотонно изменяется с изменением температуры. Подобные вещества называются нормальными парамагггетиками. Зависимость магнитной восприимчивости от температуры для ферромагнетиков имеет более сложный характер. При повьппении температуры способность ферромагнетиков намагничиваться уменьшается. При этом падают значения их магнитной восприимчивости и проницаемости при любом значении магнитного поля, ослабляется гистерезис и уменьшается намагниченность насыщения Х,, При некоторой температуре Тк, называемой температурой Кюри, ферромагнитные свойства исчезают вовсе. Температура Кюри различна для разных ферромагнетиков; сс значения для некоторых веществ приведены в табл. 6.
Таблица б При температурах более высоких, нежели температура Кюри, ферромагнетик превращается в парамагнетик. Зависимость магнитной восприимчивости гг от температуры для таких парамагпетиков подчиняется закону Кюри-Вейсса: гг = (110.2) Здесь С вЂ” постоянная, зависящая от рода вещества. й 111. Работа прн намагничивании При намагничивании любого магнетика совершается определенная работа. Вычислим эгу работу., пользуясь законом сохранения энергии Я 100). Пусть магнетик имеет форму замкнутого тора и намагничивается равномерно расположенной на нем обмоткой, сала тока в обмотке г, ЭДС батареи ач полное сопротивление цепи г . Ксли сила тока постоянна, то будет постоянным и магнитное поле и его энергия не будет изменяться.
В этом случае работа источника тока превращается целиком в тепло Джоуля-Ленца, и мы имеем Фг щ — гггэ Ж 243 РАБОТА ПРИ НАМАГНИЧИВАНИИ 1 111 Допустим теперь, что сила тока в обмотке очень медленно увеличивается. Тогда при том же значении сопротивления т си- ла тока будет меньше на малую величину б1, так как вследствие электромагнитной индукции в цепи будет еще экстраток самоин- дукции, направленный противоположно току 1. При этом за вре- мя й увеличится и магнитное поле, на что затрачивается неко- торая работа бА. Согласно закону сохранения энергии должно быть ж(1' — й) й = т(1 — бе)2й+ дА, Работа источника уменьшилась на величину Вбей = г1'б1'й, а уменьшение количества теплоты равно т1 й — т(1 — Й) й = г .
2 = 2т1'бгй. Разность этих работ т1'й й равна работе намагничи- вания, и поэтому бА = геб1й. Но, согласно основному закону электромагнитной индукции, ЭДС индукции в обмотке равна — Я(пВ/й)М, где  — индук- ция в магнетике, Я вЂ” его сечение (равное площади витка), Л— полное число витков обмотки. Отсюда получается й= — — Л, т сЫ а следовательно, 6А = г1 — — И й = ЯЖ4Г(В. т й Умножая и деля правую часть этого равенства на длину магне- тика (тороида) 1 и замечая, что №/1 = Н есть напряженность поля внутри магнетика, находим бА = Н МВ„т = (Н Г7В)т, где т = Я1 — объем магнетика. Мы отметили индексом т1 у В то обстоятельство, что в закон индукции в действительности вхо- дит составляющая магнитной индукции, нормальная к плоско- сти витков, т.е. проекция магнитной индукции на направление магнитного поля.
Работа йи, необходимая для увеличения ин- дукции на 1(В в единице объема магнетика, равна п1в = (Н 1(В). (111.1) Так как работа намагничивания зависит лишь от процессов внутри магнетика, то выражение (111.1) будет справедливым, очевидно, для магнетика любой формы. Полная работа намагничивания (па единицу объема) есть и = ) (НпВ). (111.1а) Полученное общее выражение справедливо при любой зави- симости В от Н. В случае линейной связи В = рдвН эта фор- мула переходит в формулу (97.1). При нелинейной зависимости 244 гл х~ магнетики 0 В(Н), но однозначной (нет гистерезиса) вся работа намагничивания идет на увеличение энергии магнитного поля и поэтому формулы (111.1) и (111.1а) дав ют также объемную плотность энергии магнитного поля в ма А 1 петике. При наличии гистерезиса это уже не так. 3 Рассмотрим сначала маг- 1 1 нетик без гистерезиса, для которого прямая и обратная ветви кривой намагничивания совпадают (рис.
176) Элементарная работа, необходимая для бесконечно малого увеличения намагниченности, на этом графике выражается, соРис 77б Работа намагничиаании гласно (111.1), величиной пломагнетика без гистерезиса щади 12,Ц. Полная работа, за- трачиваемая при увеличении индукции от нуля до заданного значения Вы будет равна площади ОАВм ограниченной кривой намагничивания и отрезком оси ОВ~ (заштриховаиа) Эта работа затрачивается источником при намагничивании магнетика. При размагничивании магнетика в цепь источника возвращается энергия, запасенная в магнитном В б поле, в виде работы экстратока са- Вг моиндукции. Она по-прежнему выражается величиной площади, ограниченной кривой намагничивания и Я отрезком ординаты ОВп Если гистерезис отсутствует, то обе ветви 1 кривой совпадают, и при размагничивании возвращается та же работа в, о которая была затрачена при намагничивании.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
