МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ

КРАТКИЕ СВЕДЕНИЯ ПО ТЕОРИИ ФЕРРОМАГНЕТИЗМА[5]

Магнитные свойства намагничиваемых тел зависят от магнит­ных свойств элементарных носителей магнетизма — двигающих­ся внутри атома электронов [6], а также от совместного действия этих электронов в макрообъеме вещества. Последняя причина определяется формой кристаллической решетки, наличием внут­ренних и внешних механических напряжений и т. п.

В соответствии с этим теорию ферромагнетизма можно рас­сматривать состоящей из двух частей: теории элементарных но­сителей магнетизма или намагничивания в микрообъеме и теории намагничивания в макрообъеме.

Электрон в атоме совершает сложное движение, которое при­водит к образованию магнитного момента. Электрон, двигаясь по орбите, создает орбитальный магнитный момент, а вращаясь во­круг своей оси, — спиновый магнитный момент. Опыты показали, что орбитальные моменты практически не принимают участия в явлениях намагничивания. Элементарными носителями магнетиз­ма являются спиновые магнитные моменты.

Если вещество поместить во внешнее магнитное поле Я, то магнитное поле атомов вступит с ним во взаимодействие. В ре­зультате этого взаимодействия на основании теоремы Лармора [Л. 16] возникнет дополнительный магнитный момент, действую­щий против направления поля. Это явление называется диамаг­нетизмом («антимагнетизмом»).

Диамагнетизм возникает во всех веществах, независимо от структуры их атомов и форм связи, т. е. в жидком, твердом и га­зообразном состояниях. По величине диамагнитный эффект очень мал. Как уже указывалось в § 1, для диамагнетиков маг­нитная восприимчивость % = — 10_G, поэтому «в чистом виде» диамагнетизм проявляет себя только в тех веществах, в которых имеет место полная взаимная компенсация как орбитальных, так и спиновых магнитных моментов. К таким веществам относятся, например, углерод, сурьма, висмут и множество других. Внешне диамагнетики проявляют себя тем, что выталкиваются из неод­нородного магнитного поля.

Для тех веществ, в которых собственный суммарный магнит­ный момент атомов не равен нулю, на диамагнетизм наклады­вается значительно больший его по величине нескомпенсирован - ный момент электронов. В этом случае для большинства веществ наблюдается явление, названное парамагнетизмом, а для неко­торых наблюдается ферромагнетизм.

В парамагнетиках («слабомагнитных» веществах) при обыч­ных температурах под действием теплового движения молекул магнитные моменты располагаются статически равновероятно к любому направлению, в результате чего суммарный магнитный момент равен нулю. Под действием внешнего поля создается пре­имущественное направление расположения элементарных маг­нитных моментов, т. е. тело оказывается намагниченным. Пара­магнитный эффект при обычных полях и температурах весьма мал. Для намагничивания парамагнетиков до такого состояния, когда все элементарные магнитные моменты станут параллель­ными внешнему полю, требуется при комнатных температурах поле, равное 109 э (такие поля пока еще получить не удалось), а при температуре Г К (—272° С) — поле, равное 3000 э.

К ферромагнетикам («подобным железу») относятся железо, никель, кобальт, гадолиний, диспрозий и их сплавы, а также некоторые сплавы марганца, серебра, алюминия и др. Все фер­ромагнетики характеризуются:

Кристаллическим строением;

Большими положительными значениями магнитной воспри­имчивости (магнитной проницаемости), а также существенной ее зависимостью от напряженности поля и температуры;

Способностью намагничиваться до насыщения при обыч­ных температурах уже в слабых полях;

Гистерезисом — зависимостью магнитных свойств от предшествующего магнитного состояния («магнитной историей»);

Точкой Кюри, т. е. температурой, выше которой материал теряет ферромагнитные свойства.

Ферромагнетики образуются переходными элементами, у ко­торых не все внутренние оболочки полностью заполнены. Эти элементы обладают некомпенсированными спинами [7]. Указан­ная особенность необходима, но недостаточна для существования ферромагнетизма, так как дезориентирующее тепловое движение потребовало бы для намагничивания до насыщения чрезвычайно больших полей (см. парамагнетизм).

Русский ученый Б. Л. Розинг в 1892 г. высказал предположе­ние о существовании внутренних сил, помогающих намагничива­нию ферромагнетиков. В дальнейшем эта идея получила широ­кое развитие, прежде всего в работах Вейсса, а потом и других ученых.

Вейсс считал, что в ферромагнетиках, благодаря особенно­стям их структуры, всегда действуют мощные внутримолекуляр­ные поля, ориентирующие некомпенсированные спины параллельно друг другу, образуя намагниченные до насыщения микрообласти. Эти области самопроизвольного (спонтанного) намагничивания называются доменами или областями Вейсса. Домены имеют линейные размеры от тысячных до десятых до­лей миллиметра и магнитный момент приблизительно в 1015 раз больше магнитного момента отдельного атома. В дальнейшем Н. С. Акуловым (и независимо от него Биттером) был разрабо­тан метод, позволивший непосредственно наблюдать домены. Метод состоит в том, что отполированную электрическим спосо­бом [8] поверхность размагниченного ферромагнитного образца покрывают коллоидным раствором тонкого порошка железа и наблюдают под микроскопом образующиеся при этом фигуры (фигуры Акулова — Биттера), являющиеся границами доменов. Концентрация частиц железа на границах объясняется тем, что они притягиваются образующимися в этих местах потоками рас­сеивания.

Вейсс считал, что ориентирующие внутримолекулярные поля имеют магнитную природу. Однако последующие расчеты пока­зали, что это не так. Для образования доменов требуется поле, оцениваемое приблизительно десятками миллионов эрстед, а внутриатомные поля в ферромагнетиках достигают величины не более десятка тысяч эрстед.

Советские ученые Я. И. Френкель и Я. Г. Дорфман, а также В. Гейзенберг в 1928 г. показали, что молекулярное поле имеет электрический характер. Энергия этого поля может быть опреде­лена на основе квантовомеханических расчетов. При этом исполь­зуют один из методов квантовой механики, предполагающий «обмен» электронами между соседними атомами. Поэтому эта энергия называется обменной энергией.

На рис. 1 показана зависимость интеграла обменной энергии Z от отношения V междуатомного расстояния а к радиусу неза-

Рис. 1. Зависимость интеграла обменной энергии Z от отношения V междуатомного расстояния а к радиусу незаполненной оболочки R

Полненной электронами оболочки R. Рассмотрение этой зависи­мости показывает, что ферромагнетики имеют положительное значение интеграла обменной энергии при параллельности спи­нов, достаточно большое для образования доменов. Зависимость Z = /(Ю позволила также выявить возникновение ферромагнит­ных свойств некоторых сплавов с неферромагнитными компонен­тами (например, марганца с висмутом, сурьмой, серой и др.). В сплавах с марганцем причина возникновения этих свойств со­стоит в том, что введение в решетку марганца атомов некоторых других элементов вызывает изменение межатомного расстояния а и, следовательно, V и Z до условий, необходимых для обра­зования доменов.

Энергетически наиболее выгодным является такое расположе­ние отдельных доменов, при котором они образуют замкнутую магнитную цепь, что соответствует минимуму полей рассеивания. Непосредственное соприкосновение доменов с большой разно­стью магнитной ориентации является невыгодным в отношении обменного взаимодействия. Поэтому между такими областями имеются граничные слои, называемые иногда стенками Блоха, внутри которых происходит непрерывный поворот векторов на­магничивания (рис. 2). Толщина переходного слоя для железа составляет от 0,25 • Ю-5 до 0,35 • 10~5 см.

Итак, ферромагнетик в ненамагниченном состоянии состоит из доменов, намагниченных под действием обменных сил почти до насыщения, разделенных граничными слоями и расположен­ных по отношению друг к другу таким образом, что результиру­ющий магнитный момент тела равен нулю.

Перейдем к рассмотрению процесса намагничивания макро­объема ферромагнетика. При помещении ферромагнитного тела

Рис. 2. Структура переходного слоя между тов доменов по направле-

Соседними доменами

В магнитное поле в нем происходит перераспре­деление магнитных мо­ментов доменов, в ре­зультате чего появляется преимущественная на­магниченность в направ­лении действия внешнего поля Н. Степень «легко­сти намагничивания» оп­ределяется величиной сил, препятствующих по­вороту магнитных момен-

Нию поля Н. Н. С. Аку­лов показал, что эти си-

Лы в первую очередь зависят от магнитного взаимодействия между атомами в решетке (электростатическое взаимодействие приводит лишь к образованию доменов). Это положение позво­лило теоретически обосновать тот экспериментально установ­ленный факт, что кристаллы имеют направления легкого и труд­ного намагничивания.

Рассмотрим кратко некоторые вопросы, относящиеся к кри­сталлической структуре ферромагнетиков. Простейшей формой решетки является кубическая. Для обозначения различных плоскостей этого куба пользуются системой индексов, представ­ляющих собой обратные значения отрезков, отсекаемых данной плоскостью «а осях х, у и г. Например, если плоскость парал­лельна осям х и у, то два первых отрезка равны бесконечности, а обратные их значения — нулю; отрезок на оси z равен ребру куба, следовательно, третий индекс равен единице. В итоге дан­ная плоскость получает обозначение [001]. На рис. 3 представле­ны наиболее важные плоскости.

Ферромагнетики имеют в основном три типа решеток (рис. 4): кубическую гранецентрированную (а), кубическую объемноцен - трированную (б) и гексагональную (в). Тип решетки может из­меняться в зависимости от температуры. Например, железо

Рис. 3. Обозначения различных плоскостей кубической решетки

Диагональ "3utt{ я —выграни

У—

Рис. 5. Кривые намагничивания в разных на­правлениях монокристаллов железа и никеля

[WlypP^? №/

Диагональ tq/Sa(mJ

Никель

Too ZOO 300 400 500 н, з

—1 1 1 1 1 1

*10 W

Z0

16

1Z

' 8

«а

Рис. 4. Кристаллические ре­шетки ферромагнетиков: а — кубическая гранецентриро-

Ванная (y-Fe, Ni; Э-Со); б — кубическая объемноцентри - рованная (а-, (3-, 6- Fe); г — гексагональная (а - Со)

[100)

8 IB ZU 3Z 40 ка/м

При температуре до 900° С (а - и {3-фазы) имеет объемноцентри - рованную решетку; от 900 до 1401° С (у-фаза) —гранецентриро- ванную и свыше 1401° С (б-фаза)—опять объемноцентриро - ванную. Кобальт при температуре до 480° С (а-фаза) имеет гексагональную решетку, а в интервале от 480 до 1490° С — гранецентрированную. Никель, независимо от температуры, об­разует гранецентрированную решетку. Для сплавов тип решет­ки зависит от расположения атомов компонент.

На рис. 5 представлены кривые намагничивания в разных на­правлениях монокристаллов железа и никеля. Кривые показы­вают, что кристаллы являются магнитноанизотропными и что направлениями самого легкого намагничивания для монокрис­талла железа являются ребра куба, а для монокристалла нике­ля—-пространственные диагонали; самому трудному намагни­чиванию соответствуют для железа—пространственные диаго­нали, для никеля — ребра куба. При отсутствии внешнего поля всегда имеет место намагничивание в легком направлении.

Разница между легким и трудным намагничиванием, выра­женная площадью между соответствующими кривыми (заштри­хованные площади на рис. 5), позволяет вычислить величину энергии, которую необходимо затратить для изменения направле­ния векторов спонтанного намагничивания от легкого до труд­ного направлений.

Эта энергия называется энергией кристаллографической маг­нитной анизотропии и характеризуется константой магнитной анизотропии К. Для железа при комнатной температуре К ~ 4,2 • 105 эрг/см3. Чем больше К, тем значительнее внутри - кристаллические силы ориентации.

До сих пор мы предполагали, что кристалл свободен от упру­гих деформаций, т. е. рассматривали естественную магнитную анизотропию. При наличии механических напряжений на кри­сталлографическую анизотропию накладывается магнитоупру - гая анизотропия, вызванная дополнительным магнитным взаи­модействием атомов, в результате искажения решетки при деформации. Механические напряжения могут возникнуть в результате деформации решетки, вследствие изменения направ­ления намагничивания доменов вдоль поля (магнитострикция), а также, например, при сжатии или растяжении образца.

Магнитная анизотропия в значительной степени определяет характер намагничивания ферромагнетика в макрообъеме или, как говорят, техническую кривую намагничивания. Для техниче­ских магнитных материалов магнитная анизотропия представля­ет собой очень сложное явление, так как она зависит от многих причин, например, от наличия внутренних включений и их фор­мы (химического состава, степени дисперсности), температуры, предварительной термической обработки и др. Теория этого во­проса пока еще разработана не полностью.

Однако даже предварительные выводы этой теории позволи­ли научно обосновать получение некоторых материалов с задан­ными магнитными свойствами и объяснить неясные ранее во­просы.

Например, Н. С. Акулов показал, что причиной легкого на­магничивания пермаллоев (см. § 11) является выполнение усло­вия одновременного минимума кристаллографической анизотро­пии и магнитострикции.

Перейдем к рассмотрению хода кривой намагничивания, т. е. зависимости В — f (Н)[9] макрообъема ферромагнетика, состоя­щего из совокупности от­дельных кристаллитов с произвольной ориента­цией. Схематический ход такой кривой показан на рис. 6. На этом рисунке упрощенно показано так­же (в прямоугольниках справа) распределение отдельных кристаллитов и направления намагни­чивания в них доменов при различных значениях намагничивающего поля.

Исходное состояние соответствует размагни­ченному образцу (Н = 0; В = 0), т. е. равноверо­ятному расположению доменов, намагниченных в легком направлении (на рис. 6 по ребрам куба).

В слабых полях, создающих участок обратимого смещения границ, происходит увеличение объема доменов, магнитные век­торы которых образуют наименьший угол с направлением внеш­него поля за счет соседних доменов. Этот процесс практически является обратимым, т. е. после удаления внешнего поля обра­зец возвращается в исходное состояние.

ОВлпвть обратамых процессий[ вращения

В\

Оси

Кристалла \ Н

(05ласть дйратимых смещении границ

Рис. 6. Схематический ход кривой на­магничивания ферромагнетика

Размагниченное состояние

На участке необратимого смещения границ происходят по­вороты доменов на 90 и 180°, что соответствует крутому участку кривой намагничивания. Изменение намагниченности на этом участке происходит скачкообразно (эффект Баркгаузена).

Наконец, в области сильных полей на участке вращения на­
правление легкого намагничивания доменов постепенно перехо­дит в более трудное направление, параллельное полю Я.

Когда все домены расположатся параллельно внешнему по­лю, наступает техническое насыщение (/ = Js), т. е. дальнейшее увеличение Н практически не вызывает увеличения Js, а В уве­личивается лишь постольку, поскольку растет Я (см. формулу 8).

Отметим, что в действительности увеличение Я сопровождает­ся очень незначительным возрастанием намагниченности Js (па - рапроцесс), которая в пределе приближается к «истинному на­сыщению» /о. Однако этот факт, имеющий очень важное значе­ние для физики ферромагнетизма, пока еще не имеет техниче­ского применения.

Если для точки с координатами Ятах и Втах удалить внеш­нее поле (Я = 0), то В = Вг, т. е. будет иметь место гистерезис. Индукция Вг, которая остается в предварительно намагничен­ном материале после снятия внешнего поля, называется оста­точной индукцией.

Для того чтобы привести образец в состояние В = 0, на него надо воздействовать полем обратного направления (размагничи­вающим полем). Значение размагничивающего поля, которое должно быть приложено к предварительно намагниченному об­разцу для того, чтобы индукция в нем стала равной нулю, назы­вается коэрцитивной силой Яс.

Отметим, что рассмотрение хода технической кривой намаг­ничивания было проведено упрощенно. В действительности про­цесс идет значительно сложнее, в частности, явления смещения границ и вращения доменов частично перекрывают друг друга.

Влияние некоторых факторов на ход кривых намагничивания рассмотрено в § 5.