Главная » Просмотр файлов » Krinchik-GS-Fizika-magnitnyh-yavlenii

Krinchik-GS-Fizika-magnitnyh-yavlenii (1239154), страница 3

Файл №1239154 Krinchik-GS-Fizika-magnitnyh-yavlenii (№12. Исследование магнитных свойств аморфного ферромагнетика при помощи магнитометра) 3 страницаKrinchik-GS-Fizika-magnitnyh-yavlenii (1239154) страница 32020-10-29СтудИзба
Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

В области !т/ процессы смещения доменных границ уже в основном закончены и намагничивание осуществляется путем процессов вращения, поворота векторов /, отдельных доменов к направлению магнитного поля. Область Ъ' — область парапроцесса, илн, как иногда говорят, истинного намагничивания. Здесь процессы технического намагничивания уже завершены, образец намашгнчен до насыщения, до величины /,„. Однако /ат меньше /ае — намагниченности насыще- ния при абсолютном нуле — за счет теплового переброса отдельных элементарных магнитиков (возбуждения спиновых волн) Ориентация этих магнитиков вдоль направления поля, а значит и увели- Рис. ! 1, Кривая намагничивания и петли гнетерезиса ферромагнетика ченне /н есть процесс истинного намагничивания, парапроцесс.

Легче всего поэтому наблюдать парапроцесс вблизи температуры Кюри, где /нт« /зо. Перейдем теперь к описанию петли гистерезиса (рис. 1.2). При уменьшении магнитного поля от значений, соответствующих магнитному насыщению образца, намагниченность 1 уменьшаегся не по кривой СВАО, а вдоль СР, так что, вообще говоря, при Н=О (нФО, Отставание намагниченности от поля и есть гистерезис — важная характеристика магнитного вещества, определяющая необратимые потери 7 энергии в процессе перемагнир чивания.

Величина !н называется остаточной намагничен- Ю постыл вещества. Если увеличивать поле в противоположном направлении, то оказывается, что намагниченносп обращается в нуль при некогором поле Н,. Это поле называется коэрцитивной силой. Дальнейшее увеличение поля приводит к росту 1 отрицательного знака и достижению намагниченности насыщения — 1з.

Е Если теперь снова уменьшать поле, а затем прикладыРис. !.2 вать поле другого знака, то намагниченность изменяется по линии РОС. Кривая СРЕЕПС и есть предельная симметричная петля гистерезиса. СРЕГ называют нисходящей ветвью петли гистерезиса, а ЕПС вЂ” восходящей ветвью. Возможны также промежуточные, частные циклы перемагничивания при изменении намагниченности от 1!<!а до — 1». Если 1,=1ь то мы натеем симЪ~етричный частный цикл, в противном случае — несимметричные (см.

рис. 1.1). Кривая, соединяющая вершины симметричных частных циклов, есть нулевая кривая намагничивания. Одной из основных характеристик магнитного материала (а не- магнитных материалов в природе не бывает) является магнитная восприимчивость, которую в зависимости от обстоятельств определяют по-разному: т' . Мяолн = Н* (1.2.13) (1.2.!4) ~11 тбдафф =— бН соответствует тангенсу угла наклона касательной в различных точ- ках кривой намагничивания или петли гистерезиса; д( »бобр = ЛН (1.2.15) определяется для частных несимметричных циклов при ЛН- О (см. Рис. 1.1).

Зависимости и от Н пРиведены на Рис. 1.3. КРиваЯ длЯ кяо„а есть кривая Столетова. Все три кривые х(Н) прн Н- О сходятся к значению начальной восприимчивости х,. Можно записать со- ОТНОШЕНИЕ Клафф=т«обр+Хиеобр, Гдс м,бр хаРактеРизУет вклад пРоцессов необратимого намагничива. а урии ния. При рассмотрении сред с потеря- ! ми, анизотропных сред и поведения иною магнетиков в высокочастотных по- ! лях понятие магнитной восприимчи- 'и Фр вости будет естественным ооразом обобщаться. Заметим также, что каждому типу магнитной восприимчивости можно в соответствии с Рис.

!.3 (1.2.! 2) сопоставить соответствующую магнитную проницаемость. Завершая разговор об определении различных магнитных характеристик материала, следует заметить, что эти понятия станут более полнымн и содержательными после рассмотрения тех физических процессов намагничивания, которые стоят за введенными Рис. ! 4. Прямоугольная (а! и «беагистереаисная» (б) петли гистереаиса выше формальными определениями. Нужно также иметь в виду, что эти определения вводились на примере классической кривой намагничивания и петли гистерезиса поликристаллического материала с «распределенными» магнитными характеристиками отдельных кристаллитов. Для современных магнитных материалов ситуация может «обостриться» и измениться до неузнаваемости.

Для примера укажем на прямоугольную и «безгистерезисную» петли гистерезиса, изображенные на рис. 1.4. В первом случае кривая 15 14 (!.2.21) (1.2.16) (1.2.22). Н = — дга!1 тр = — игр. Потенциал магнитного диполя т 'рт соз (1 г) рг (1.2. 23) 7,г- = — '= — Чру —, г ГЗ хН (! .2. 18) 1 — 'хь или и для всего объема 1=х Н, (1.2.19) = ') (1 р«г т)г/)Г. (1.2.24) где х х 1+ хтЧ Если счесть. что ! — + тЧ х (1~,г — ') = б!ч(г — '1) — — Йч1, 1 Г Очевидно, что 1!гп х =1пп 1 н ю х-«! — + Лт х и теорему Гаусса (1.2.20) (1.2.25) 16 1Г намагничивания отсутствует, воспрнимчивость равна нулю или бесконечности, размагнитить образец вообще нельзя.

Во втором случае при — Нз(Н<Нз х«=х«рхх=хррр, !я=О, Нс=О, потери на перемагничиванне равны нулю. В реально разработанных материалах удается довольно близко подойти к двум рассмотренным идеализированным вариантам магнитных характеристик, причем интересно, что эти два «полярных» варианта, как правило, наблюдаются на одном и том же образце при различных способах намагничивания, н при этом Нс на рис, 1.4,а равно Нв на рис.

1.4, б. Все рассматривавшиеся выше кривые относились к телу бесконечных размеров нли к тороидам. Если же в магнитное поте Н поместить ограниченный образец, то оказывается, что к внешнему полю добавляется поле, обусловленное наведенныхш на повсрхности образца магнитными зарядами. В частности, для тел эллипсоидальной формы Нвнутр = Н вЂ” И = Н вЂ” Н,, Н„= — Л'! называется размагничиваюшим полем, а йт — размагничиваюшим фактором.

Покажем, что форма образца может оказать существенное влияние на результаты измерения. Для реального образца следует учитывать размагничивающее поле, и соотношение (1.2.9) запишется так: ! = хН,„утр, (1.2. 17) где х — магнитная восприимчивость вещества. С учетом (1.2.! 6) ! = х(Н вЂ” /1Г1) и, следовательно, т. е. прп очень большой восприимчивости материала для тел конечных размеров мы всегда должны получить восприимчивость, равную !!Х. Это предельное значение х иногда называется восприимчивостью формы.

Очевидно, что размагничиваюшее поле также будет изменять форму кривой намагничивания и петли ги- стерезиса, хотя легко понять, что в отличие от х, )г, 1я коэрцнтивная сила Н, не зависит от формы образца. Релей предложил удобный метод сдвига, который позволяет по кривой 1(Н) материала найти 1(Н) образца, и наоборот, если известен размагничнвающий фактор. Для этого в системе координат 1, Н проводят прямую Н= — Ут/ и затем сдвигают кривую 1(Н) вправо или влево на величину абсцисс этой прямой в зависимости от того, определяют ли влияние формы на данный материал или по измеренной кривой для образца конечной формы определяют магнитные характеристики материала.

Количественное описание влияния размап!нчиваюшпх полей и вообще расчет магнитных полеп в пространстве можно провести, вводя скалярньп! потенциал тр. При этом, как и в электростатике, для отдельного заряда г — г =! и г — расстояние от точки наблюдения О до центра дн- поля с. Далее. гг = ()гг/,г ') =)гг г з=- ()г)г — Усов й, (1(ч(г-т!)г/)Г= $ ы '" г(5= — ((, "' г/5, / — / (" 0!у! Г Д' Г где 1,„— 1,„— разность нормальных составляющих по обе стороны поверхности магнетика, то (1.2.30) (1.2.28) ОО =- зйаЬс~ — (! о уй хй — ), (1.2.27) при е((! Уз =- 2п аЬс ~ д5 (ай+ 5) !! о б(ч Н = 4«йр, го! Н = О, Н,„— Н,„= 4псг, ̈́— Нм — — О, У, = 2«й аЬс ~ д5 (зй л- ~ л о (1.2.28) (1.2.37). йй У, = 2п аЬс~ д5 (сй + 5) Я о (1.2.38) 19 р= — б(ч ! — плотность объемных магнитных зарядов и о= — Р!ч!— плотность поверхностных магнитных зарядов, Для рассматриваемой задачи о размагничивающем поле возь- мем скалярный потенциал р в виде (1.2.24).

Из (1.2.22) и (1.2.24) следует, что Н = 17(1хг) ~, = — У(г)1, д ~г — «'! где У(г) — тензор размагничивающих коэффициентов с компонентами: д' дг' У; (г)=— дх;дхз,) ! г — гП Вообще говоря, поле Н не является однородным. Покажем, что если придать ферромагнетику форму эллипсоида, то при 7= =сопз1 поле внутри него (но не вне) будет однородным. Для точек внутри эллипсоида справедливо равенство где Рз= У(ай+5)(Ьй —,' 5)(сз — 5), а, Ь, с — полуоси эллипсоида; х, у, г — проекции радиус-вектора г произвольной точки внутри эллипсоида на главные оси эллипсоида. Так как подынтегральное выражение в (1.2.27) представляет собой квадратичную функцию координат точки г, то тензор У не будет зависеть от координат и, следовательно, поле будет однородным. Если система координат выбрана так, что оси совпадают с главными осями эллипсоида, то тензор размагничивающих коэффициентов будет иметь только диагональные элементы: Легко убедиться, что сумма размагничивающих коэффициентов равна Л', -'- У, -'- Л'з = 4я.

(1.2.29) Очевидно, что если образец имеет форму шара, то 4я У,=Л«,=У,= з Если тело имеет форму цилиндра, ось которого направлена вдоль х, так что а = оо; Ь = с, то Уз = О Уй = Уз = 2я* Для пластинки, перпендикулярной х, Ь = с = оо и У1 = 4«й, Уй —— Уз-— О. (1.2.32) Для вытянутого эллипсоида вращения (а) Ь= — с) с эксцентриситетом е= к«1 — Ьй!ай (1.2.28) дают У,= 2я 11п — 2е), Уз — — Уз —— 2п(1 — У,), (1.2.33) Уз 2Я й , и 1 , е .

а при е((1 4я вя й у у 4" 1 4Я ей (1.2.34) Для сплюснутого эллипсоида (а= Ь' с, е= ~~~а/Ь вЂ” 1) йl йай У, = 4я + ' (е — агс!це), У, = Л', = 2зй (1 — У,); (1.2.35) ез В таблице 1.1 приведены численные значения размагничивающих факторов У/4п для цилиндров н эллипсоидов в направлении большой оси. При отсутствии токов существует удобная для пользования система уравнений магнитостатики и с учетом (1.2.22) мы придем к дифференциальному уравнению Пуассона, которым мы воспользуемся при расчетах в $ 3.4.

Характеристики

Тип файла
DJVU-файл
Размер
4,33 Mb
Тип материала
Предмет
Высшее учебное заведение

Список файлов лабораторной работы

Свежие статьи
Популярно сейчас
Почему делать на заказ в разы дороже, чем купить готовую учебную работу на СтудИзбе? Наши учебные работы продаются каждый год, тогда как большинство заказов выполняются с нуля. Найдите подходящий учебный материал на СтудИзбе!
Ответы на популярные вопросы
Да! Наши авторы собирают и выкладывают те работы, которые сдаются в Вашем учебном заведении ежегодно и уже проверены преподавателями.
Да! У нас любой человек может выложить любую учебную работу и зарабатывать на её продажах! Но каждый учебный материал публикуется только после тщательной проверки администрацией.
Вернём деньги! А если быть более точными, то автору даётся немного времени на исправление, а если не исправит или выйдет время, то вернём деньги в полном объёме!
Да! На равне с готовыми студенческими работами у нас продаются услуги. Цены на услуги видны сразу, то есть Вам нужно только указать параметры и сразу можно оплачивать.
Отзывы студентов
Ставлю 10/10
Все нравится, очень удобный сайт, помогает в учебе. Кроме этого, можно заработать самому, выставляя готовые учебные материалы на продажу здесь. Рейтинги и отзывы на преподавателей очень помогают сориентироваться в начале нового семестра. Спасибо за такую функцию. Ставлю максимальную оценку.
Лучшая платформа для успешной сдачи сессии
Познакомился со СтудИзбой благодаря своему другу, очень нравится интерфейс, количество доступных файлов, цена, в общем, все прекрасно. Даже сам продаю какие-то свои работы.
Студизба ван лав ❤
Очень офигенный сайт для студентов. Много полезных учебных материалов. Пользуюсь студизбой с октября 2021 года. Серьёзных нареканий нет. Хотелось бы, что бы ввели подписочную модель и сделали материалы дешевле 300 рублей в рамках подписки бесплатными.
Отличный сайт
Лично меня всё устраивает - и покупка, и продажа; и цены, и возможность предпросмотра куска файла, и обилие бесплатных файлов (в подборках по авторам, читай, ВУЗам и факультетам). Есть определённые баги, но всё решаемо, да и администраторы реагируют в течение суток.
Маленький отзыв о большом помощнике!
Студизба спасает в те моменты, когда сроки горят, а работ накопилось достаточно. Довольно удобный сайт с простой навигацией и огромным количеством материалов.
Студ. Изба как крупнейший сборник работ для студентов
Тут дофига бывает всего полезного. Печально, что бывают предметы по которым даже одного бесплатного решения нет, но это скорее вопрос к студентам. В остальном всё здорово.
Спасательный островок
Если уже не успеваешь разобраться или застрял на каком-то задание поможет тебе быстро и недорого решить твою проблему.
Всё и так отлично
Всё очень удобно. Особенно круто, что есть система бонусов и можно выводить остатки денег. Очень много качественных бесплатных файлов.
Отзыв о системе "Студизба"
Отличная платформа для распространения работ, востребованных студентами. Хорошо налаженная и качественная работа сайта, огромная база заданий и аудитория.
Отличный помощник
Отличный сайт с кучей полезных файлов, позволяющий найти много методичек / учебников / отзывов о вузах и преподователях.
Отлично помогает студентам в любой момент для решения трудных и незамедлительных задач
Хотелось бы больше конкретной информации о преподавателях. А так в принципе хороший сайт, всегда им пользуюсь и ни разу не было желания прекратить. Хороший сайт для помощи студентам, удобный и приятный интерфейс. Из недостатков можно выделить только отсутствия небольшого количества файлов.
Спасибо за шикарный сайт
Великолепный сайт на котором студент за не большие деньги может найти помощь с дз, проектами курсовыми, лабораторными, а также узнать отзывы на преподавателей и бесплатно скачать пособия.
Популярные преподаватели
Добавляйте материалы
и зарабатывайте!
Продажи идут автоматически
6390
Авторов
на СтудИзбе
307
Средний доход
с одного платного файла
Обучение Подробнее