Гістерезис феромагнетиків (стр. 1 из 3)

Реферат

"ДОСЛІДЖЕННЯ ПЕТЛІ ГІСТЕРЕЗИСУ ФЕРОМАГНЕТИКІВ"

Зміст

Вступ

1. Криві гістерезису. Залежність магнітної індукції від напруженості магнітного поля

2. Сучасна теорія феромагнетиків. Домени

3. Процеси намагнічування феромагнетика

4. Дослідження кривих гістерезису феромагнетика за допомогою осцилографа

Висновки

Список використаної літератури

Вступ

Гістерезис – властивість систем (зазвичай фізичних), які не відразу слідують за прикладеним силам. Реакція цих систем залежить від сил, що діяли раніше, тобто системи залежать від власної історії.

Феромагнетиками називають речовини, які володіють великою магнітною проникністю. У пара- і діамагнетиків магнітна проникність відрізняється від одиниці на величину порядку 10^-5 –10^-6. У феромагнетиків проникність істотно більша одиниці: у звичайних сталей складає трохи більше ста, а у рекордних сплавів перевершує 10⁶.

До феромагнетиків належать залізо, нікель, кобальт, гадоліний, їхні численні сплави і їх сплави з іншими металами. Феромагнітними властивостями володіють деякі сплави елементів, що порізно не є феромагнітними (наприклад, сплав міді і марганцю), і ряд неметалічних речовин (феррити).

1. Криві гістерезису. Залежність магнітної індукції від напруженості магнітного поля

Магнітна індукція В і напруженість магнітного поля Н у феромагнетиків неоднозначно зв'язані один з одним: індукція В залежить не тільки від напруженості магнітного поля Н, але і від «історії» зразка. Зв'язок між магнітною індукцією і напруженістю магнітного поля типового феромагнетика «ілюструє мал. 1». Якщо прикладати магнітне поле до розмагніченого зразка (центральна частина малюнка), то його намагнічування відповідає кривій OD'DE, що виходить з початку координат. Цю криву називають основною кривою намагнічування. Індукція В в зразку складається з індукції, зв'язаної з зовнішнім намагнічуючим полем, і індукції, створюваної самим намагніченим зразком. У системі СІ відповідна формула має вигляд

B=m₀(H+J) (1)

де J – намагніченість – магнітний момент одиничного об’єму зразка, а m₀ – магнітна постійна. Крива намагнічування ОD'DЕ, що зображує залежність B(H), практично збігається з залежністю J(H), оскільки другий член у виразі (1) – у звичайному діапазоні зміни полів – істотно перевершує перший.

У точці Е намагніченість J досягає насичення, і подальше повільне збільшення індукції відбувається, в основному, внаслідок росту H. При невеликих H магнітна проникність – (нахил кривої ОD'DЕ) зростає, досягає максимуму і потім зменшується (насичення), поступово наближаючись до одиниці при дуже великих полях, коли перший член у виразі (1) стає більшим другого. У металічних феромагнетиків насичення настає в діапазоні 1,5–2,5 Тл.

Рис. 1. Криві гистерезиса. Центр малюнка – граничний цикл гистерезиса, у лівому верхньому і правому нижньому куті – частиинні цикли (незамкнутий і замкнутий).

Намагнітимо зразок до насичення – до точки Е. При зменшенні напруженості магнітного поля H стан зразка характеризуються точками, що лежать на кривій ЕDF, і при нульовому полі зразок має ненульову індукцію В_r, (залишкова індукція). Величина залишкової індукції сильно залежить від складу і термообробки феромагнетика. У магнітножорстких зразках, з яких виготовляють постійні магніти, В_r, може мало відрізнятися від індукції насичення.

Щоб привести до нуля магнітну індукцію В в зразку, тобто перевести його в точку G, необхідно прикласти «зворотне» магнітне поле. Величина цього поля H_c, називається, коерцитивною силою. У магнітно-твердих зразків H_c перевершує – 10³ А/м, а магнітно-м'які матеріали володіють невеликою коерцитивною силою.

Замкнута крива EDFGBABCDE яка виникає при циклічному перемагнічуванні. зразка, називається граничною, петлею гистерезиса. Площа петлі гистерезиса виражає роботу, виконану зовнішнім полем при перемагнічуванні одиниці об'єму зразка. Ця робота цілком переходить у теплоту, так що при перемагнічуванні зразок нагрівається.

Якщо помістити зразок у невелике змінне магнітне поле, не здатне довести його до насичення, то крива, що характеризує зміну В в залежності від Н, має складний вигляд і, в загальному випадку, не є замкнутою (крива КLМ у верхньому лівому куті мал. 1). Вона є однієї з незліченних частинних петель або частинних циклів гистерезиса. При тривалому перемагнічуванні, полем з постійною частотою й амплітудою, ці криві поступово набувають замкнуту форму, наприклад, форму кривої В'D’ (правий нижній кут малюнка). Такі криві також називаються частинною петлею гістерезиса. Граничний цикл виходить з частинного при досить великій амплітуді напруженості магнітного поля.

Форма кривих, які зображають як частинні цикли так і граничний цикл, залежить від частоти. Їхня форма визначається не тільки магнітними властивостями речовини, але і величиною струмів Фуко, що швидко ростуть з частотою. Зі збільшенням частоти криві гистерезиса розширюються відповідно до збільшення втрат. «Динамічна петля» гистерезиса (петля при w¹0) завжди ширша «статичної» (петлі, знятої при повільній зміні поля Н).

Уточнимо поняття магнітної проникності феромагнетиків. Магнітною проникністю m називають або відношення В/m₀Н, або відношення ΔВ/m₀ΔН; у першому випадку говорять про статичну, а в другому – про динамічну магнітну проникність речовини

m_с = (1/m₀) (В/Н), m_д = (1/m₀) (dB/dH)

m₀ – магнітна постійна, рівна в системі СІ 4π 10^-7 Гн/м. У системі СГС m₀=1.

Як уже відзначалося, магнітна проникність феромагнетиків залежить від поля. Початковою магнітною проникністю називається величина m, вимірювана при невеликих значеннях Н.

2. Сучасна теорія феромагнетиків. Домени

Сучасна теорія феромагнетиків спирається на такі основні дослідні факти. По-перше, в деяких феромагнетиках можна змінювати намагніченість від початкового нульового значення до величезного значення насичення під дією незначного намагнічуючого поля. Ця обставина характерна для феромагнетиків і різко відрізняє їх від парамагнетиків. Укажемо для порівняння, що нормальна парамагнітна сіль, наприклад FeSO₄, при кімнатній температурі під дією поля в 10 А/м збільшує свою намагніченість у сотні мільйонів разів менше, ніж деякі магнітно-м'які феромагнітні сплави.

Друга особливість стосується магнітного моменту атомів феромагнітних речовин. Прямі досліди показують (досліди Штерна і Герлаха), що магнітні моменти атомів феромагнітних речовин мають той же порядок величини, що й атоми парамагнетиків, і вимірюються декількоми магнетонами Бора m_в. Звідси випливає, що феромагнетизм не можна пояснити за допомогою теорії, подібної теорії парамагнетизму, і що феромагнітні властивості не обумовлені наявністю магнітного моменту атома в цілому.

Третій важливий дослідний факт зв'язаний з величиною гіромагнітного відношення Г. В феромагнетиках вона виявляється приблизно у два рази більшою, ніж очікуване теоретично значення для електронних орбіт, і відповідає відношенню власних магнітного і механічного моментів електрона. Ця обставина вказує на те, що намагнічування феромагнетиків обумовлюється дуже сильною оріентацією власних магнітних моментів електронів (електронних спінів), а не магнітними моментами атомів у цілому.

Відповідно до сучасних представлень, надійно обґрунтованих на досліді, сутність феромагнетизму полягає в тому, що сильне орієнтування елементарних магнітних моментів виникає у феромагнетиках незалежно від зовнішнього магнітного поля, так що феромагнетик намагнічений до насичення, що відповідає даній температурі, вже без усякого поля (рис. 2а). Наявність такого самовільного, або спонтанного, намагнічування є найбільш характерною властивістю феромагнетиків.

Рис. 2. Схематичні зображення розташування електронних спінів при самовільному намагнічуванні (низька температура) (а) і напрямку намагніченості в окремих доменах (б)

Зазначені уявлення були висловлені в роботах Б.Л. Розинга ще в 1892 р. Однак вони не одержали в той час належного розвитку і були висунуті знову в 1907 р. Вейссом. Так як дослід показує, що феромагнетики при відсутності зовнішнього поля можуть бути і не намагнічені, то для пояснення цього удаваного протиріччя Вейсс висунув другу основну гіпотезу, відповідно до якої феромагнетик розбивається на велике число малих (але макроскопічних) областей, або доменів. Кожна з цих областей при температурах нижче температури Кюрі намагнічена досить сильно, але напрямки намагнічування в окремих доменах різні, а саме такі, що повний магнітний момент феромагнетика дорівнює нулю (рис. 2б).

Питання про фізичну причину самовільного намагнічування був принципово пояснений у 1928 р. Я. І. Френкелем і потім Гейзенбергом, які показали, що сильне орієнтування електронних спінів викликається силами обмінної взаємодії. Наявність цього нового класу сил, непоясненого в класичній фізиці, було з'ясовано лише з розвитком квантової фізики атома.

Існування доменів у феромагнетиках у даний час доведено різними дослідами. Найбільш прямий метод полягає в одержанні так званих порошкових фігур. Якщо на добре відполіровану поверхню феромагнетика помістити шар рідини, у якій змулені дрібні крупинки феромагнітного порошку (наприклад, Fe₂O₃), то ці крупинки будуть осідати переважно на ті місця, поблизу яких магнітне поле неоднорідне. Але саме поблизу границь доменів і виникають неоднорідності поля, і тому крупинки порошка обрисують границі областей самодовільного намагнічування. На рис. 3 приведені фотографії порошкових фігур, видимих у мікроскоп при невеликому. збільшенні. Особливо слід зазначити, що домени дійсно спостерігаються і під час відсутності зовнішнього магнітного поля. Порошкові фігури були використані в численних дослідженнях феромагнетиків і дозволили визначити розміри, форму і розташування доменів, а також зміни доменів у зовнішньому магнітному полі.