Физические процессы в магнитных материалах

Все вещества в природе являются магнитными, т. е. они взаимо­действуют с внешним магнитным полем и обладают определенными магнитными свой-ствами, которые обусловлены внутренними скры­тыми формами движения электрических зарядов. Если это движе­ние круговое, возникает элементар-ный круговой ток и соответству­ющий ему магнитный момент, направление которого определяется правилом буравчика. В каждом веществе такими эле-ментарными круговыми токами являются орбитальное вращение электронов вокруг атомов и вращение электронов вокруг собственных осей (спиновое вращение), что приводит к появлению орбитального и спинового магнитных моментов электрона. Магнитный момент электронной оболочки и определяет маг-нитные свойства атома, поскольку -он приблизительно в тысячу раз больше магнитного момента атомного ядра. Различный характер электрон-ной струк­туры атомов приводит к различию магнитных свойств ве­ществ.

По силе взаимодействия с магнитным полем все вещества мож­но разделить на слабомагнитные и сильномагнитные. Сила взаи­модействия вещества с магнитными полем оценивается безразмер­ной величиной — магнитной восприимчивостью k_M:

k_M = M/H

где М — намагниченность вещества под действием магнитного поля, А*мг^-1; Н — напряженность этого поля, А*м^-1.

Слабомагнитные вещества характеризуются величиной k_M«1, т. е. изменение намагниченности вещества под действием внешнего поля очень незначительно. К ним относят диамагнетики и парамаг­нетики.

Парамагнетики отличаются тем, что при помещении этих веществ в магнитное поле они усиливают его внутри себя (k_м>0). Это происходит из-за совпадения направления намагниченности парамагнетиков с направлением внешнего поля. К парамагнетикам относят алюминий, платину и др.

Диамагнетики характеризуются тем, что ослабляют внутри себя то магнитное поле, которое действует извне. Это происходит вследствие того, что их намагниченность направлена против внеш­него поля (k_м<0). К этим веществам относят большинство органиче­ских соединений и ряд металлов: медь, серебро, золото, свинец и др.

Наибольший интерес с точки зрения технического применения представляют сильномагнитные вещества (k_м>>1), к которым относят ферромагнетики и ферримагнетики.

Ферромагнетики характеризуются, во-первых, способно­стью сильно намагничиваться даже в слабых полях (k_м= 10³—10⁵). Вторая их особенность состоит в том, что выше определенной тем­пературы, называемой температурой Кюри Т_К, ферромагнитное со­стояние вещества переходит в парамагнитное, т. е. магнитная вос­приимчивость снижается на три-четыре порядка. К ферромагнети­кам относят железо, никель, кобальт и их сплавы, сплавы хрома и марганца и др.

Ферримагнетики — это вещества, получившие название от сложных оксидных материалов —ферритов. Они имеют свойства, во многом подобные свойствам ферромагнетиков, но значительно уступают им по величине пре-дельной намагниченности. Под фер­ритами понимают соединения оксида железа Fe20₃ с оксидом ме­талла МеО типа Me0-Fe₂0₃. Магнитные свойства ферримагнетиков. тесно связаны с взаимным расположением в кристаллической ре­шетке ионов железа и металла.

По данным современной теории в ферромагнитном веществе в отсутствие внешнего магнитного поля существуют самопроизволь­но намагниченные области, называемые магнитными доменами. В доменах магнитные моменты электронов ориентированы парал­лельно друг другу. В зависимости от кристаллической структуры вещества домены имеют различную форму. Линейные размеры до­менов составляют от тысячных до десятых долей миллиметра. Направления намагниченности отдельных доменов располагаются неупорядоченно, из-за чего общая намагниченность материала рав­на нулю. Ферро- и ферримагнетики являются кристаллическими вещест­вами. На-магничивание отдельных кристаллов (монокристаллов) ферромагнитных ве-ществ имеет свои особенности: в кристаллах различают направления наилуч-шего (легкого) и наихудшего (трудного) намагничивания (магнитная анизот-ропия). На рис. 19.2 показаны направления легкого и трудного намагничивания

Рис. 19.1. Схема ориентирования векторов намагниченности в доменах ферромагнетика: а – при о а — при отсутствии поля;

б — в прррслабом поле;

в — в сильном поле;

г — при насыщении

лёгкое лёгкое Рис. 19.2. Направления легкого и трудного р анамагничивания в монокристаллах железа (а), и никеля (б), кобальта -(в)

Рис. 19.4. Основная кривая на­магничивания и кривая магнит­ной проницаемости ферромаг­нитного материала в области очень слабых полей (1), сла­бых полей (2), средних полей (3) и сильных полей (4). Вид доменной структуры в точках а, б, в, г показан на рис. 19.1

Рис. 19.3. Схема расположения кристаллов относительно на­правления прокатки для мате­риалов с кубической текстурой

трех основных ферромагнитных элементов: железа, никеля и ко­бальта.

Процесс намагничивания материала зависит от величины при­ложенного поля. В слабых полях происходит процесс роста объема тех магнитных до-менов, намагниченность которых наиболее вы­годно ориентирована по отно-шению к действующему полю. В пер­вую очередь это будут домены, для ко-торых значения угла Ɵ мини­мальны. Этот процесс развивается за счет уменьшения объема тех доменов, для которых значения угла Ɵ максималь-ны. Если напряженность поля уменьшить до начального зна­чения, то исход-ное распределение объемов доменов восстанавлива­ется. Таким образом, на этой стадии процесс намагничивания об­ратим и его называют обратимым процессом смещения границ до­менов. На рис. 19.4 это соответствует первому участку кривой намагничивания, т. е. кривой, показывающей зависимость намагни­ченности, или индукции материала от величины внешнего поля Н. Внутренняя магнитная индукция материала B_i , измеряемая в Тл, связана с его намагниченностью формулой

B_i=µ₀М

где µ₀ — магнитная постоянная, равная 4π•10-7 Гн/м.

При усилении поля картина намагничивания изменяется: векто­ры намаг-ниченности всех доменов постепенно, по мере усиления поля, поворачива-ются в направлении поля в энергетически более выгодное положение (см. рис. 19.1). В этом процессе участвует пре­обладающая часть доменов, поэто-му намагниченность образца из­меняется значительнее и второй участок кри-вой намагничивания идет более круто по сравнению с первым (см. рис. 19.4). При воз­вращении к начальному значению поля доменная структура уже не возвращается к исходному состоянию, и образец сохраняет какую- то намаг-ниченность в направлении поля. Второй этап намагничива­ния происходит необратимо, и его называют необратимым процес­сом смещения границ доменов.

При дальнейшем росте напряженности поля (третий участок кривой на рис. 19.4) происходит полный поворот векторов намаг­ниченности доменов в направлении поля, называемый процессом вращения. Этот процесс заканчива-ется состоянием технического насыщения намагниченности материала, когда все векторы намаг­ниченности доменов ориентированы вдоль направления поля.

В реальных магнитных материалах различные виды процессов намагни-чивания перекрывают друг друга. На процесс намагничи­вания оказывают влияние такие явления, как магнитострикция, ме­ханические напряжения, наличие немагнитных включений, неоднородностей и ряд других факторов.

Магнитострикцией называют явление изменения линейных раз­меров маг-нитного материала при его намагничивании. Количест­венной характеристи-кой величины магнитострикций материала яв­ляется, например, константа ƛ_s, называемая магнит о стрикционной деформацией насыщения:

ƛ=∆l_s/l_o

где ∆l_s — изменение длины образца U в направлении поля при уве­личении его напряженности от нуля до величины Н_s, вызывающей техническое насыщение.

Намагничивание постоянным полем. При циклическом измене­нии напряже-нности магнитного поля от 0 до +Н₁, от +Н₁ до —Н₁ и снова до +Н₁ кривая изменения индукции (кривая перемагничивания) имеет форму замкнутой кривой —петли гистерезиса. Для слабых полей петля имеет вид эллипса (рис. 19.5). При увеличе­нии значения Н₁ получим серию заключенных одна в другую пе­тель гистерезиса, пока не дойдем до предельной петли гистерезиса, являющейся важной техни­ческой характеристикой маг­нитного материа-ла. Предель­ная петля гистерезиса характери-зуется максимальным достигнутым значением ин­дукции B_s, называемым индукцией насыщения. Характерно, что при умень­шении напряженности маг­нитного поля от Н₁ до 0 маг­нитная индукция не равна нулю, а сохраняет величину остаточной индукции В_T. Для доведения остаточной индукции до нуля необходимо прило-жить противоположно направленное размагничивающее поле определенной силы —H_с, которое характеризует коэрцитивную силу материала. При доведе­нии напряженности поля до значения —Н₁, а затем до 0 вновь возникает ос-таточная индукция величиной —В_T. Ее можно дове­сти до нуля, приложив поле напряженностью +H_с.

Рис. 19.5. Петли гистерезиса при различных значениях напряженности внешнего магнит­ного поля

Основная кривая намагничивания. Если соединить между собой точки вершин петель гистерезиса, которые получены при последо­вательно возрас-тающих максимальных значениях напряженности магнитного поля, то кри-вая, представляющая собой геометриче­ское место этих точек, будет назы-ваться основной кривой на­магничивания материала. Эта кривая является важнейшей харак­теристикой магнитных материалов, она отвечает требова-ниям хо­рошей воспроизводимости и широко используется на практике (рис. 19.6).

Магнитная проницаемость. Для характеристики поведения маг­нитных ма-териалов в поле с напряженностью Н пользуются поня­тиями абсолютной проницаемости µ_a, измеряемой в Гн/м, и отно­сительной |i.магнитной прони-цаемости:

µ_a=B/H

Относительную. магнитную проницаемость материала µ полу­чают по осно-вной кривой намагничивания как отношение индукции В к соответствующе-му значению напряженности поля µ_o H . Максимум на кривой прницаемости, соответствующий второму участку кривой намагничи­вания на рис. 19.4, ха-рактеризуется значением максимальной маг­нитной проницаемости µ_max.

Намагничивание переменным полем. До сих пор речь шла о перемагничива-нии коммутируемым постоянным полем и все рассмот­ренные магнитные ха-рактеристики являлись статическими, т. е. влияние частоты перемагничива-ния на них не сказывалось.

При намагничивании материала переменным полем петля гис­терезиса расширяется, увеличивая свою площадь. Такую петлю называют динамичес-кой. Геометрическое место вершин динамических петель называют динами-ческой кривой намагничивания и со­ответственно отношение индукции к нап-

ряженности индукции к напряженности поля по этой кривой называют

динамической магнитной проницаемостью:

Рис. 19.8. Зависимость динамической магнитной проницаемости, пер­маллоя от частоты в сла­бом магнитном поле

Рис. 19.9. Зависимость цн от температуры для ферри­тов некоторых марок: / — 4000 НМ; 2 — 3000 НМ; 3 — 2000 НМ; 4— 1000 НН; 5 — 400 НН

где B_max — амплитудное значение индукции материала при ампли­тудном значении поля H_mах.

Аналогично приведенным рассуждениям, можно выделить на­чальную и максимальную динамические проницаемости. С увеличением частоты поля динамическая проницаемость уменьшается из-за инерционности магнитных процессов (pиc. 19.8).

При использовании магнитных материалов одновременно в по­стоянном Н_о и переменном Н_~ магнитных полях проницаемость этих материалов ха-рактеризуют величиной дифференциальной проницаемости

Потери энергии при перемагничивании. Потери энергии, возни­кающие при перемагничивании магнитных материалов, выделяются в материале в виде тепла. Они складываются из потерь на гисте­резис и динамических потерь. Динамические потери вызываются прежде всего вихревыми токами и частично магнитной вязкостью (магнитным последействием).

Потери на гистерезис за один цикл перематничивания для каж­дого мате-риала могут быть определены по площади статической петли гистерезиса. Из расчета на единицу объема материала эти потери при частоте перемагничи-вания f можно определить по эм­пирической формуле:

где Р_г — потери на гистерезис, Вт/кг;

К — коэффициент, зависящий от свойств материала;

В_тах — максимальное значение магнитной индукции, достигаемое в цикле перемагничивании;

п — показатель степени, равный от 1,6 до 2;

D — плотность материала.

В переменном магнитном поле внутри магнитного материала индуциру-ются вихревые токи, которые также являются причиной рас­сеивания энер-гии.

Потери на вихревые токи зависят не только от магнитных, но и от электри-ческих свойств материала (его удельного электриче­ского сопротивления), а такжо т формы и конструкции магнит­ного сердечника. Для листового образца эти потери выражаются эмпирической формулой

где Р_в — потери на вихревые токи, Вт/кг;

h — толщина листа, м.

На высоких частотах в первую очередь учитывают потери на вихревые токи, поскольку величина Р_в зависит от квадрата часто­ты. Для уменьшения потерь на вихревые токи магнитопроводы обычно собирают из магнитных материалов повышенного удельно­го сопротивления, кроме того, использу-ют тонкие пластины, изо­лированные друг от друга. Все это позволяет сни-зить влияние по­верхностного эффекта на сопротивление проводника на вы-соких частотах.

Дополнительные потери Р_д, вызванные магнитной вязкостью, определяют обычно как разность между полными потерями Р и суммой потерь на гистерезис и вихревые токи

Р_Д=Р-(Р_Г+Р_В)

Потери, связанные с магнитной вязкостью, необходимо учиты­вать при использовании ферромагнетиков в импульсных режимах работы. Наблюдае-мое на практике при динамическом перемагни­чивании отставание по фазе кривой магнитной индукции от кривой напряженности поля объясняется действием вихревых токов, пре­пятствующих в соответствии с законом Ленца изменению магнит­ной индукции, а также гистерезисными явлениями и маг-нитной вязкостью.

Классификация магнитных материалов. Принято разделение магнитных материалов на магнитомягкие и магнитотвердые.

Характерными свойствами магнитомягких является малое значение ко-эрцитивной силы, в связи с чем они способны намагничиваться до насыще-ния даже в слабых полях. Эти материалы обладают высокой магнитной про-ницаемо­стью и.малыми потерями на перемагничивание.

Магнитотвёрдые материалы ( материалы постоян­ных магнитов) облада-ют высокими значениями коэрцитивной силы, большой удельной энергией. Эта энергия пропорциональна произве­дению остаточной индукции на вели-чину коэрцитивной силы.

Характерные петли гистерезиса свойственны не только различ­ным типам магнитных материалов, но даже некоторым отдельным маркам этих материа-лов.

Магнитомягкие, т. е. легко намагничивающиеся материалы, имеют узкую петлю гистерезиса небольшой площади при высоких значениях индукции , материалы этого типа с округлой петлей гистерезиса приме­няют для работы в низкочастотных магнитных полях. Магнитомягкие материалы с прямоу-гольной петлей гистерезиса используют в импульсных устройствах магнитной памяти.

Магнитотвердые материалы намагничиваются с трудом, но спо­собны длительное время сохранять сообщенную им энергию. Для них характерна широкая петля гистерезиса большой площади, служат эти материалы для изготовления постоян­ных магнитов.

Границы значений коэрцитивной силы, по которым материал можно отнести к группе магнитомягких или магнитотвердых, до­статочно условны. К магнитомягким относят материалы с вели­чиной Н_с менее 4кА/м, а к магнитотвердым — материалы с величиной Н_с более 4-кА/м.

Рис. 19.10. Основные типы петель гистерезиса:

а, б — магнитомягких материалов с округлой петлей; в — маг­нитомягких материалов с прямоугольной петлей; г — магнито­твердых материалов