/
Author: Мишин Д.Д.
Tags: физика математическая физика магнитные материалы издательство высшая школа
ISBN: 5-06-000628-Х
Year: 1991
Text
МАГНИТНЫЕ
МАТЕРИАЛЫ
Издание второе,
переработанное и дополненное
Допущено Государственным комитетом СССР
по народному образованию
в качестве учебного пособия
для студентов
физических и физико-технических
специальностей вузов
1
X
в
с-
1-
Москва «Высшая школа» 1991
je
з-
.Ы
и-
о-
о-
пс
)В,
»й-
kn-
IT-
Iи
DB,
пь-
У'К-
3
ББК 22.335
M7I
УДК 538
Рецензент:
проф. С. М. Козел
(Московский физико-технический институт)
Мишин Д. Д.
М?1 Магнитные материалы: Учеб, пособие для ву-
зов.— 2-е изд., перераб. и доп.—М.. Высш, шк.,
1991. — 384 с.: ил.
ISBN 5-06-000628-Х
В пособии рассмотрены магнитные материалы как реальные кри-
сталлические вещества, содержащие ту или иную дефектность Про-
анализированы свойства магнитных материалов, имеющих большое
значение дли многих ведущих отраслей техники. Особое внимание
Уделено единой физической классификации вгех современных магнит-
ных материалов. Во второе издание (1-е—1981 г.) включены резуль-
таты последних исследований новых магнитных материалов. Добав-
лены обширные справочные данные. В каждой главе приведены конт-
рольные вопросы, задачи и указана дополнительная литература»
м
1604110000-043
001(00—91
ББК 22.335
537
ISBN 5-06-000628-Х
© Д. Д Мишин, 1991
Предисловие
Учебное пособие «Магнитные материалы» написано на основе кур-
са лекций, который читается автором на физическом факультете
Тверского государственного университета для студентов, спе-
циализирующиеся на кафедре магнетизма в соответствии с прог-
раммой для физиков-магнитчиков. В связи с общей перестройкой
высшей школы и задачей повышения квалификации специалистов,
выпускаемых университетами, изучение физической теории необхо-
димо еще в большей степени сочетать с практическим изучением
технологии производства магнитных материалов. Нель ] чебно! о
пособия — подготовить студентов к самостоятельной работе в об-
ласти магнитных материалов. В предлагаемом учебном пособии
автор стремился, во-первых, сообщить студентам основные теорети-
ческие представления о процессах, происходящих в магнитных ма-
териалах, во-вторых, составить систематизированный обзор всех
основных современных магнитных материалов, в третьих, дать сту-
дентам правильное представление о роли ма"Н1 гных материалов в
ускорении научно-технического прогресса.
Исследзвание магнитных материалов является одной из важ-
нейших областей современной физики. Научно-технический прог-
ресс в основны х отраслях техники в значительной степени опреде-
ляется развитием этих исследований и внедрением их в прэизвод-
ство.
После выхода первого издания учебного пособия «Магнитные
материалы» (М., Высшая школа, 1981) продолжалось битное раз-
витие физики и технологии магнитных матеоиалоз. Эти материалы
применялись все шире и шире, в связи с чем возникла необходи-
мость исправить и дополнить учебное пособие новыми опублико-
ванными данными о магнитных материалах При подготовке вто-
рого издания были учтены пожелания читателей делить болыре
внимания электрическим и СВЧ-свойствам магнитных матепиалов,
поэтому автооом были написаны заново гл. 4 «Электрические свой-
ства магнитных материалов» и гл. 5 «Сверхвысокэчастоткые и оп-
тические свойства». При этом автор исходил из того, что магнит-
ные свойства магнитных материалов — кривая намагничивания и
размагничивания, петля гистерезиса, энергия пос гоянных магни тов,
потери энергии при перемагничивании, температурная стабиль-
ность магнитных свойств и др.— определяются электрэнной струк-
3
турой, энергетическим спектром магнитоактивных электронов, ко-
торые могут существенно изменяться при изменении дефектности
кристаллической решетки.
Новыми сведениями о магнитных материалах была дополнена
гл. 2 «Основные взаимодействия электронов в магнитных материа-
лах». Значительной переработке подверглась гл. 25 «Магнитные ма-
териалы с цилиндрическими доменами». Заново были написаны
гл. 26 «Аморфные магнитные материалы», а также следующие па-
раграфы: § 2.4, 8.6, 10.7, 11.10, 15.6, 15.7, 15.8. При переработке и
написании новых глав были использованы сведения, полученные из
кн.: Handbook of magnetic Material, Asakura Shoten. Tokyo, 1984,
и материалы международных конференций по физике магнитных
явлений, включая «Intermag».
Во второе издание учебного пособия внесены также вопросы
и задачи (по главам), решение которых поможет студентам — бу-
дущим специалистам — углубить теоретические представления и
выработать навыки творческого подхода к решению задач в их
практической деятельности.
Во втором издании значительно расширено приложение. В нем
перечислены все основные ГОСТы по магнитным материалам и
магнитным измерениям, системы единиц для электромагнитных яв-
лений, в том числе Международная система единиц, и приведены
новые стандарты на многие виды магнитных материалов СЭВ,
Международной электротехнической комиссии из разных стран, ил-
люстрирующие свойства магнитных материалов на мировом
уровне.
В конце учебного пособия приведен предметный указатель ос-
новных терминов и понятий по магнитным материалам по ГОСТу.
Список основной литературы дан в конце учебного пособия, а
дополнительная литература указана по главам.
Учебное пособие предназначено для студентов физических спе-
циальностей вузов, оно может быть использовано также аспиран-
тами, научными сотрудниками и инженерами, работающими в об-
ластях, связанных с физикой, технологией и применением магнит-
ных материалов.
Автор
Введение
Магнитными называют материалы технических изделий, эксплуа-
тационные качества которых определяются магнитными свойства-
ми этих материалов. Практическое значение магнитных материа-
лов в современной технике постоянно возрастает. Увеличивается
их производство, разрабатываются и находят все большее приме-
нение новые виды магнитных материалов. Применение этих ма-
териалов во многих случаях существенно влияет на развитие таких
важнейших областей техники, как электромашиностроение, элек-
тронная техника, радиотехника, приборостроение, робототехника,
вычислительная техника, автоматические устройства и системы ул
равнения, магнитная запись звуков и черно-белых и цветных изоб-
ражений, голографическая запись непрерывно управляемых сигна-
лов. Создание новейших магнитных материалов с цилиндрическими
доменами открыло широкую перспективу разработок принципи-
ально новых технических устройств, основанных на свойствах и
взаимодействии отдельных доменов.
Свойства магнитных материалов чрезвычайно структурно-чув-
ствительны. Так, магнитная проницаемость и коэрцитивная сила
многих магнитных материалов в зависимости от структурного со*
стояния могут изменяться в тысячи раз. Большое разнообразие
свойств магнитных материалов обусловило их широкое распростра-
нение в технике, при этом вс зникли многочисленные физические
проблемы. В связи с необходимостью выяснения физической при-
роды структурной чувствительности магнитных материалов изуче-
ние физики магнитных материалов получило в последние годы даль-
нейшее развитие Этому способствовапо развитие физики реаль-
ных кристаллов, а также разработка новых металлургических и
других методов оптимизации получения магнитных материалов.
О быстром развитии физики магнитных материалов свидетель-
ствует появление за последние десять лет новых принципиально
важных магнитных материалов: 1) соединений редкоземельных
металлов (неодима, самария, церия, празеодима, иттрия и ланта-
на с металлами группы железа), обладающих уникальными маг-
нитными свойствами; 2) магнитных материалов с цилидрическими
доменами; 3) магнитных материалов с уникальными магнитоопти-
ческими свойствами; 4) полупроводниковых магнитных материа-
лов, содержащих ванадий и титан, у которых вблизи температуры
5
Кюри электрическое сопротивление может изменяться от полупро-
водникового до металлического.
Развитие физики магнитных материалов имеет большое зна-
чение для современной физики реального твердого тела в целом.
Магнитные материалы обладают структурой твердых тел, но в
то же время и специфическими магнитными свойствами, изучение
которых во многих случаях дает возможность получить такие све-
дения о микроструктуре реального твердого тела, которые не могут
быть получены другими методами.
Несмотря на большое техническое и научное значение, многие
вопросы физики магнитных материалов изучены еще недостаточно.
Улучшение эксплуатационных и технологических свойств магнит-
ных материалов, повышение их качества как конструкционных ма-
териалов с учетом высокой экономичности составляет важнейшую
и актуальнейшую проблему физики магнитных материалов. Ос-
новной задачей этой проблемы является ус гановлепие механизмов
процессов намагничивания и перемагничивания, обусловленных
распредетечием спиновой плотности электронов, энергетической
зонной структурой междоменных границ реальной (дефектной)
кристаллической решетки с расщеплением энергетических уровней
внешним магнитным полем. Развитие количественной зонной тео-
рии процессов намагничивания и перемагничивания будет способ-
ствовать разработке методов получения магнитных материалов с
заданными свойствами. Перспективными являются способы, вклю-
чающие магнитные и гамма-резонансные методы анализа измене-
ния спиновой плотности электронов и энергетической зонной струк-
туры в процессе изготовления магнитных материалов.
В ч. 1 учебного пособия приведены основные физические свойст-
ва магнитных материалов. В ч. II на основе физических представ-
лений описаны важнейшие современные магнитные материалы.
Технологические операции, применяемые в производстве Mai нит-
пых материалов: кристаллизация, пластическая деформация, дроб-
ление (разрушение), термическая обработка рассматриваются как
операции, сопровождающиеся изменением (введением или умень-
шением) дефектности кристаллической решетки магнитных мате-
риалов. Все магнитные материалы сгруппированы не по способу
получения, не но техническому применению в разных отраслях про-
мышленности, а по физическим свойствам, обусловливающим их
практическую ценность
Анализ свойств магнитных ма!ериалов — проницаемости при
различных частотах, скорости смещающихся доменных границ, маг-
нитною гистерезиса, коэрцитивной силы частных и предельных пе-
тель гистерезиса, потерь энергии при пеосмагничиьании, макси-
мальной магнитной энергии поел )япных магнитов, изменения со-
стояния поляризации проходящих и отраженных электромагнитных
волн, подвижности цилиндрических доменов и др. -произведен на
основе единых физических представлений. Магнитные свойст ва рас-
сматриваются как результат взаимодействия магнитного материала
с магнитным полем. Это взаимодействие обусловлено процессами
намагничивания и перемагничивания, которые, в свою очередь, оп-
ределяются константами вещества (самопроизвольной намаг-
ниченностью, магнитокристаллической анизотропией и магнито-
стрикцией, зависящими от химического состава) и дефектностью
кристаллической решетки, а также связанной с нею дефектностью
магнитного упорядочения — магнитной (доменной) структурой.
Исследования магнитных материалов как одной из областей
физики твердого тела и уникальной технологии современного ма-
териаловедения в настоящее время бурно развиваются, поэтому в
учебном пособии нет возможности отразить все достижения в этом
направлении. Но автор надеется, что учебное пособие поможет сту-
дентам, молодым инженерам и научным сотрудникам глубже по-
нять новые исследования в физике магнитных материалов и новые
разработки в области магнитных материалов, таких, как аморфные,
композиционные, криогенные и др.
Часть I
Основные физические свойства
магнитных материалов
Разносторонность и многочисленность применений магнитных ма-
териалов (ММ) в технике схематически показаны на рис. 1. Маг-
нитные материалы применяют, если классифицировать по частоте,
от статических полей (постоянные магниты) до сверхвысокочастот-
ных колебаний и волн (радиоэлектроника, магнитная запись). На-
ряду с магнитными важнейшими также являются электрические
свойства в широком диапазоне электрической проводимости: от
металлической (металлы) до полупроводниковой (ферриты). Как
магнитные, так и электрические свойства связаны с взаимодейст-
вием электронов между собой и с внешними и внутренними полями
кристаллической решетки. В первой части (гл. 1 —9) на основе
литературных источников, приведенных в конце глав, рассмотрены
основные взаимодействия электронов и обусловленные ими важ-
нейшие физические свойства магнитных материалов
ГЛАВА 1
МАГНИТНЫЕ МОМЕНТЫ, ОБУСЛОВЛЕННЫЕ СОБСТВЕННЫМ
(СПИНОВЫМ) И ПЕРЕНОСНЫМ (ОРБИТАЛЬНЫМ)
ДВИЖЕНИЕМ ЭЛЕКТРОНА МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ АТОМА
Магнитные свойства магнитных и других материалов определя-
ются природой магнетизма элементарных частиц, главным обра-
зом электронов, поскольку их магнитный момент в тысячи раз пре-
вышает магнитные моменты атомных ядер. Электроны обладают
двумя видами магнетизма —орбитальным, связанным с движением
электронов относительно атомных ядер и других электронов, и
спиновым, обусловленным собственным квантовомеханическим
движением.
8
§ 1.1. Спиновый и орбитальный магнитные
моменты электрона
Экспериментально показано и теоретически обосновано, что
элементарными носителями основных магнитных моментов в маг-
нитных материалах являются электроны с нескомпенсированными
магнитными моментами. Электро- ..-----
ны участвуют в спиновом и орби- S' ‘х
тальном движении. Спиновое дви- . \
жение, присущее всем без исклю-
чения электронам, называют так-
же собственным движением элек-
трона, которое обусловливает
механический момент импульса —
спин s. Модуль спина определяют
по формуле
|S|=/S(s-|- 1)й /3_|, (’-I)
где s — спиновое квантовое число,
равное 1/2; Л—/г/(2л); /г = 6,6Х
X 10-34 Дж-с — постоянная План-
ка.
Наряду с механическим мо
ментом электрон обладает собст-
венным (спиновым) магнитным
моментом щ. Проекции с 'инового
магнитного момента электрона на
направление магнитного поля вы-
числяют по формуле
1 -2m
— - — — Сплавь’
Рис 1 Распределение металличе-
ских (металлы и сплавы) и полу-
проводниковых (ферриты) магнит-
ных материалов по отраслям со-
временной техники
tn
(1-2)
где Цо=4л-10~7 Гн/м — магнитная постоянная, ]= 1,6-1019 Кл —
электрический заряд электрона; т—9.1 • 10-3к кг — его масса покоя;
— проекция спина электрона на ось OZ, совпадающую с направ-
лением вектора напряженности магнитного поля. По модулю эта
проекция равна магнетону Бора — естественной атомной единице
магнитного момента:
[хв = 9.27-10^2*А-м = 1,165-Ю~м, Вб-м. (1.3)
2m
Отношение магнитного спинового момента электрона к его механи-
ческому спиновому моменту
(1.4)
I Sz СП
9
называют магнитомеханическим или гиромагнитным отношением,
a g„— фактором спектроскопического расщепления, или ge— фак-
тором Ланде для спина. Это отношение для спинового движения
электрона имеет значение, в два раза большее, чем для орбиталь-
ного движения электрона вокруг ядра.
Спиновое (собственное) движение иногда иллюстрируют с по-
мощью классических представлений о вращении электрона вокруг
собственной оси. В этом случае необходимо делать предположе-
ния о размерах и форме электрона. Однако никаких оснований для
таких предположений, так же как и для пространственного кван-
тования спина электрона, в классической физике нет. Объяснение
спинового движения электрона и его собственного магнитного мо-
мента дается в релятивистской квантовой механике.
Экспериментальным доказательством существования у электро-
па спинового магнитного момента являются магнитомеханические
опыты Эйнштейна и де Гааза — Барнетта, а также опыты Штерна
и Герлаха по изучению закономерностей отклонения атомных и
молекулярных пучков в неоднородном магнитном поле.
Модуль механического орбитального момента электрона, дви-
жущегося вокруг ядра атома, имеет значение
Pi^mvr, (1.5)
где m и и — масса и скорость электрона на орбите; г — расстоя-
ние электрона от ядра. В квантовой механике pt определяют по
формуле
А=У/(/+1)Й. (1.6)
При данном главном квантовом числе п, определяющем энергию
стационарного состояния атома, орбитальное квантовое число I
принимает следующие значения:
Z=0, 1, 2,..., п-1. (1.7)
Проекция орбитального механического момента на ось кванто-
вания (например, на направление внешнего магнитного поля II)
определяется магнитным квантовым числом тс.
pz-—mth. (1.8)
При заданном I квантовое число mi принимает 2/-|-1 значений:
nzz=Z, Z—1,..., О,... —(Z—1), —I. (1.9)
Каждый электрон, движущийся вокруг атомного ядра, создает зам-
кнутый ток i = ev, где е — заряд электрона; v— частота обраще-
ния его по орбите; ы—угловая скорость. Магнитный момент тока
Al = |ioiS, где Цо — магнитная постоянная; S — площадь орбиты. Так
как и v=t»/(2jtr), где v — линейная скорость движения элек-
трона по орбите, орбитальный магнитный момент электрона
ЛГ2’ (1Л0)
10
Квантовомеханическое значение орбитального магнитного момента
н=Р ГТР1 fh «|//"(Г4ЙТрв. (1.11)
2т
Проекции орбитального магнитного момента вычисляют по фор-
муле
г И
Hz = Нот— (1-12)
2т
Гиромагнитное отношение для орбитального движения составляет
где gr—фактор Ланде для орбитального движения электрода
[1.1—14]
§ 1.2. Магнит ный момент многоэлектронного атома
В нейтральном а-оме вокруг атомного ядра с зарядом Ze со-
вершают орбитальное движение Z электронов. Размер электронных
орбит Л’, L, М,... атома определяется главным квантовым числом п,
которое принимает соответственно значения 1, 2, 3, ... Форма элек-
тронных орбит атома определяется орбитальным квантовым чис-
лом I, которое принимает значение /=0, 1, 2, ... (п 1). Электрон-
ные орбиты с /—0, 1, 2, ... обозначаются знаками s, р, d. Спиновое
квантовое число принимает только одно из двух значений: ±1/2.
Заполнение электронных орбит в атоме подчиняется принципу Пау-
ли, согласно которому каждая орбита с п и I может заполняться
только двумя электронами со спинами + 1/2 и —1/2. Под действием
магнитного поля момент импульса электрона может ориен тировать-
ся относительно поля только в нескольких дискретных направле-
ниях. Так, например, электронная орбита с квантовым числом / мо-
жет ориентироваться только-в 2/+1 положениях. Это явление на-
зывают пространственным квантованием. Составляющую вектора I
в направлении Н называют магнитным квантовым числом пт, оно
принимает значение
I, 1-1, /-2,..., О,..., —(/—1), -/. (1.14)
Спиновый механический момент может быть ориентирован от-
носительно поля И в одном из двух направлений, параллельно или
антипараллельно, принимая значение <>=1/2 или s= —1/2.
Таким образом, полное число электронов в оболочке с главным
квантовым числом п определяется формулой
2 (2/+1)=2я2. (1.15)
i о
И
С возрастанием порядкового номера атома и заряда Z ядра
заполнение электронных орбит происходит с увеличением главного
квантового числа п и соответственно с ростом энергии. Однако,
если форма электронных орбит оказывается вытянутой таким об-
разом, что 45-электрон пронизывает внутреннее электронное обла-
ко атома, действие электрического поля ядра становится настолько
сильным, что энергия электрона может понижаться. В результате
появляются незаполненные электронные оболочки. Элементы с не-
заполненными оболочками имеют специфические магнитные, элек-
трические, химические и другие свойства, и поэтому они носят на-
звание переходных. Наиболее характерные из них — с недостроен-
ными оболочками ЗгГгруппы железа и ^-группы редкоземельных
элементов. Именно эти элементы обладают сильными магнитными
свойствами и являются основными составляющими практически
всех магнитных материалов.
Магнитный момент многоэлектронного атома обусловлен спи-
новыми и орбитальными магнитными моментами его электронов.
Спиновые и орбитальные моменты отдельных электронов склады-
ваются в результирующие моменты S и L. Полный момент импуль-
са электронов определяется как векторная сумма:
J=S-j-L. (1.16)
Модуль вектора J определяется по формуле
|j|=/j(j-pi)/:, (1.17)
где J — квантовое число полного момента (суммарное внутреннее
квантовое число атома).
Если L^S, это квантовое число принимает следующие значе-
ния:
J=L-\ L-\ S S (всего 2S-p 1 значений). (1.18)
Если же £<S, то
J 5-p£, S-j-I— 1,..., 5 — L (всего 2Z.-J-1 значений).
Сложение механических и магнитных моментов электронной
оболочки атома графически представлено на рис. 1.1. Суммарный
магнитный момент электронной оболочки из-за гиромагнитной ано-
малии спина (£я=?^£г) не совпадает по направлению с механиче-
ским моментом. Длина вектора ць равна длине L, а длина вектооа
ря в два раза больше длины вектора S. В результате суммарный
вектор р составит с вектором J угол (р, J) #=180°.
Проекция магнитного момента атома на направление вектора
J составляет
(1-19)
где суммарное квантовое число mj имеет 2J+1 возможных зна-
чений:
12
mj=J, J— 1,..., 0,..., — J. (1-20)
Магнитным моментом атома обычно считают не его проекцию
на вектор J, а максимальные положительные
|mj|max—I на направление магнитного по-
ля:
(1-21)
При образовании конденсированного
твердого состояния в результате взаимодей-
ствия орбитальных соседних атомов их маг-
нитные моменты значительно изменяются.
В магнитных материалах средние значения
магнитного момента, приходящиеся на один
атом по измерениям намагниченности насы-
щения, выраженные в магнетонах Бора, яв-
ляются дробными. Так, например, на один
атом железа приходится 2,216; кобальта —
1 708; никеля — 0.616 магнетонов Бора. Та-
кая дробность средних значений атомных
значения проекции
Рис. 1.1. Схема сло-
жения электронных
спиновых и орбиталь-
ных механических и
магнитных моментов
магнитных моментов свидетельствует о атома
сложности образования самопроизвольной
намагниченности в магнитных материалах [1.5—1.9].
Вопросы и задачи
1.1. Перечислить магнитные моменты элементарных частиц в i орядке их воз
растанни.
1.2. Вычислить спиновые магнитные моменты электрона г СИ (ti = /je/(2m)) и
СГС (ц=йс/(2ч1г), где Л—постоянная Планка; е, т — электрический заряд и
масса электрона.
1.3. Вычислить магнитный момент орбитального движения электрона в атоме
водорода по формуле роМ>=£5, где i— ток, образованный движущимся элек-
троном по орбите, 5 — площадь орбиты.
1.4. Вычислить магнитны'- --омент редкоземельных атомов гадолиния Gd (5='/s,
£=0) диспрозия Dy (S=s/2, £—5) и неодима Nd (5=*/, £=6)
1.5. Вычислить g-факторы для свободных атомов гадолиния 0<1(5 = 7г. £=0)
тербия ТЬ (5=3, £ 3). диспрозия Dy (S = s/2, £=5) и неодима Nd (5’=3/2,
£=6)
1-6- Нейти S, £, J и g-фактор для свободного атома никеля Ni е состоянии £«
ч вычислить угловую скорость процессий магнитного момента в магнитном поле
с напряженностью 7/=5103 А/см.
1-7- Описать в спектроскопических обозначениях 1 ормальиое состояние трехва
лептного иона железа Fe3+ и определить его g-фактор. Вы шелпть также маг-
нитный момент иона Fe3+ (в магнетонах Бора)
Дополнительная литература
19 Ч?нсовгки^ С. В Магнетизм М, 1971.
} “• Ачттель Ч. Введение в физику твердого тела. М., 1978
I а “>к^°Р< кий Е И. Зоиная теория магнетизма. М., 1976 Ч. 1; 1977. Ч. 2.
• -4. Кринчик Г. С Физика магнитных явлений. М., 1985,
13
ГЛАВА 2
ОСНОВНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ЭЛЕКТРОНОВ
В МАГНИТНЫХ МАТЕРИАЛАХ
Магнитные материалы обладают рядом специфических свойств,
благодаря которым они имеют большое практическое значение и
во многих случаях определяют научно-технический прогресс.
Все свойства магнитных материалов обусловлены характерными
для них взаимодействиями электронов внешних оболочек атомов
и электронов проводимости. Важнейшими взаимодействиями элек-
тронов являются следующие: обменное, магнитокристаллическое,
магнитоупругое и магнитостатистическое.
§ 2.1. Обменное взаимодейс гвие электронов.
Самопроизвольная намагниченность
магнитных материалов
Основным отличительным свойством магнитных материалов яв-
ляется существование магнитоупорядоченного состояния вещества,
при котором все нескомпенсиривапиые магнитные моменты атом-
ных электронных носителей магнетизма в вещесл ве параллельны,
аптипараллельны или иначе упорядочены. Результирующий сум-
марный магнитный момент магнитного материала единичного объ-
ема называют самопроизвольной намагниченностью Js. Самопро-
извольная намагниченность является важнейшей характеристикой
магнит ных материалов. Количес гвепно ее определяют как суммар-
ный магнитный момент магнитного материала единичного
объема:
N
2 н
, а 1)
s v
где ц,- — магнитный момент i-электропа в объеме V ма>нитного ма-
териала.
Самопроизвольная намагниченность обусловлена существова-
нием в магнитных материалах квантовомеханического взаимодей-
ствия электронов так называемого обменного взаимодействия.
Квантовомеханичегкий принпип Паули, который состоит в тем. чго
в физической системе не может быть двух электронов, находящихся
в одном и том же квантовом состоянии, исключает состояние, при
котором в данный момент времени в данной точке находятся два
электрона с одинаковым направлением спина и магнитного момен-
та. Пусть два соседних атома в коистаале имеют по одному элек-
трону с неспаренными спинами. При антипараллельной ориентации
спинов электронные орбиты соседних атомов могут перекрываться
14
и образовывать как бы одну общую орбит у, a ecj и спины этих элек-
тронов параллельны, то электроны отталкиваются. В этих двух
ел чаях электростатическое взаимодействие электронов оказыва-
ется различным. Кулоновское взаимодействие между электронами,
находящимися на расстоянии г, примерно равному параметру кри-
сталлической решетки (С,- нм) и может быть вычислено по фор-
муле
-----— (2.2)
4ле0Г
Эта энергия в 105 раз превосходит энергию магнитного дипольного
взаимодействия:
Если допустить, что вследствие принципа Паули энергия (2.2) из-
менится лишь незначительно, например на 1% (1400 К), то куло-
новским взаимодействием может объяснить экспериментально
наблюдаемое значение температуры Кюри магнитных материалов.
Вследствие принципа Паули распределение электронного заряда
двух электронов зависит от взаимной ориентации их спинов и спи-
новых магнитных моментов, т. е. от того, параллельны они или ан-
типараллельны. Таким образом, квантовомеханическая энергия,
связанная с электростатической энергией системы эаектроноз, за-
висит от взаимной ориентации спинов и спиновых магнитных мо-
ментов. Эту кваитовомеханическую энергию называют обменной.
Обменную энергию двух электронов соседних атомов Wy можно
записать в следующем виде;
U7Z; = -2JS,-S;, (2.4)
где J—-так называемый обме'ный параметр, значение которого
зависит от степени перекрытия распределения заряда элек.ронных
оболочек атомов i и /; S,, S9- — спиновые операторы этих атомов,
которые для многих случаев приближений можно рассматривать
как классические векторы импульса.
Если самопроизвольная намагниченность нарушается и возни-
кает некоторая неоднородность намагниченности, то увеличение
обменной энергии может быть оценено по формуле
AU o6M=W- (2.5)
где ф — утл раюриентации спиновых ма1нитных моментов; А —
° менный параме-р. Квадратичная зависимость обменной энер пи
от угла разориент ации спиновых магнитных моментов является
специфической ее особенностью.
Энергию обменного взаимодействия можно определять по зна-
чению температуры Кюри каждого магнитного материала. При
15
Рис. 2 I. Зависимость
относительной на магии
ценности насыщения же-
леза, никеля и кобальта
от относительной темпе-
ратуры Т/Тс. (Ло — на-
магниченность насыще-
ния при 0 К)
нагревании магнитных материалов из-за усиления хаотического
теплового движения атомов параллельная ориентация спиновый
магнитных моментов электронов нарушается, самопроизвольна!
намагниченность уменьшается (рис. 2.1).
При достижении температуры Кюри (в случае ферромагнетиков/
или температуры Нееля (в случае ферримагнетиков) самопроиз-
вольная намагниченность исчезает, т. е. энергия хаотического теп-
лового движения атомов становится рав-
ной обменной энергии:
= (2.6)
где Гк — температура Кюри (Нееля).
§22 Магнитокристаллическое
взаимодействие электронов.
Константы магнитокристаллической
анизотропии
магнитных материалов
Экспериментально было обнаружено,
что кривые намагничивания, измеренные
в различных кристаллографических на-
правлениях, имеют различный вид, т. е.
имеет место магнитокриа аллическая ани-
зотропия.
На рис. 2.2 представлены кривые на-
магничивания монокристаллов железа,
никеля и кобальта. Кристаллографические направления для желе-
за, никеля и кобальта (соответственно <100>, <111>, <0001» явля-
ются осями легкого намагничивания.
Разность в энергиях при намагничивании в направлениях труд-
ного и легкого намагничивания характеризует энергию магнитной
кристаллографической анизотропии Ц7м.кР. Феноменологическая
формула для U/'м.кр как функции направляющих косинусов 0, са-
мопроизвольной намагниченности в соответствии с симметрией кри-
сталлографической решетки магпитоодноосного материала, напри-
мер кобальта, может быть записана в виде
UZM.KP=A'I sin26-l-Ar2sin46-r/<3sin' ° + sin6 6 cos бу, (2.7)
где 0 — угол между вектором самопроизвольной намагниченности
и осью легкого намагничивания; ср — азимутальный угол; К], Кг,
Кз, Кл — константы магнитокристаллической анизотропии. Для же-
леза и никеля, имеющих кубическую элементарную ячейку,
U7MKp=Kl(aiaI ф«2аз газС^ + К2«1г&1з+... , (2-8)
где Ki и К2—первая и вторая константы магнитокристаллической
анизотропии; щ, «2, пз— направляющие косинусы вектора самопро-
извольной намагниченности.
16
Дчя кобальта константы магнитокристаллической анизотропии
ППИ 15° с имеют значения:
р м,—4 53-105 Дж/м3=4,53-106 эрг/см3;
д- 1’44.10s Дж/м3= 1,44- 10е эрг/см3.
Рис. 2.2. Кривые намагничивания, полученные при намагничивании в различных
кристаллографических направлениях монокристаллов-
а — железа, б — никеля, в — кобальта
Для железа при 20°С:
Ki=4,72-104 Дж/м3= 4,72-105 эрг/см3;
0,075-104 Дж/м3=—0,075-105 эрг/см3.
Для никеля при 23°С:
17
К\=—5,7-103 Дж/м3=—5,7- 1О4 эрг/см3;
tf2=—2,3- Ю3 Дж/м3=—2,3-104 эрг/см3.
В магнитных материалах наряду с магнитокристаллической на-
блюдают и другие виды наведенной анизотропии, возникающие при
пластической деформации, отжиге в магнитном иоле, напылении
пленок в магнитном поле и т. д.
§ 2.3. Магнитоупругое и магнитостатическое взаимодействия
Изменение ориентации самопроизвольной намагниченности со-
провождается деформацией кристаллической решетки. Это явление
называют магнитострикцией. Магнитострикционные деформации,
как любые другие, созданные дефектами кристаллической решетки
(точечными дефектами, дислокациями, включениями) или внешни-
ми напряжениями, сопровождаются упругими напряжениями кри-
сталлической решетки. При намагничивании магнитострикционные
упругие деформации могут перемещаться по кристаллической ре-
шетке и взаимодействовать с упругими полями дефектов кристал-
лической решетки.
Магнитоупругая энергия, характеризующая взаимодействие
междоменноп границы с упругим полем дислокации или другого
дефекта, может быть вычислена по формуле
^м.упр=[ efc&dl/, (2.9)
где еглм — тензор магнитострикционной деформации, обусловлен-
ный разориентировкой намагниченности (спиновых магнитных мо-
ментов) внутри междоменной границы [2.2]; о,*1* —тензор упругих
напряжений в кристаллической решетке (i, k принимают значения
1, 2, 3, соответствующие декартовым координатам); dV — элемен-
тарный объем.
Из этой формулы следует, что магнитоупругую энергию взаи-
модействия междоменной границы с дислокационной петлей можно
записать в виде
wu.ynp=bb Ц (2.10)
SD
где bh—k-я компонента вектора Бюргерса; —тензор упругих
напряжений, вызванных магнитострикцией; Sd поверхность, на
которую опирается дислокационная петля; S; — проекция поверх-
ности на t-ю координатную плоскость.
Тепзор упругих магнитострикционных напряжений зависит от
магнитострикционных констант Kn.n.i магнитного материала.
Магнитостатическое взаимодействие 1ГМ свободных магнитных
полюсов ть т2, ..., тп вычисляют по формуле
<211)
i-i
18
Здесь <рг- — магнитный потенциал, который определяют следующим
образом:
(2Л2)
4й 4:1 W//
где цо —магнитная постоянная; г,/— расстояние между г’-м и /-м
свободными полюсами. Магнитные полюса могут распределяться
на поверхностях магнетика, а также внутри него. Магнитостатиче-
скую энергию магнитных полюсов вычисляют как энергию размаг-
ничивающих полей по формуле
^pa3« = -l/2W), (2.13)
где/ — макроскопическая намагниченность магнитного материала;
//0 —напряженность размагничивающего поля В случае эллипсо-
идального образца, когда размагничивающий фактор Л' постоянен,
размагничивающее поле Н0=Н11ц0.
Для эллипсоидов с полуосями а, Ь, с при произвольной ориен-
тации вектора Js
+ (2.14)
где ао, аь, ас направляющие косинусы вектора J.; Na, Л'ь, Л'с—
размагничивающие факторы вдоль главных осей эллипсоида, при-
чем Л-а+ЛГь + Мс= 1.
Формулы (2.12) и (2.13) характеризуют магнитостатическую
энергию анизотропии формы. В случае эллипсоида вращения, ког-
да a>b=c; Nb=Nc, Na—2l^L=\, получим
Маразм = COS2 ® ф /V b SIП 2 <р) =
1 (2.15)
=const - J2(.Nb — Na) sin2®,
2iuo
а эффективная константа магнитостатической анизотропии имеет
вид
k^=^-J2ANt-Nn). (2.16)
2,ао
Для круглой пластинки с диаметром d, однородно намагничен-
ной по диаметру, размагничивающее поле
Яо= — (2 17)
Г во
направлено противоположно вектору J. Для круглой пластинки,
намагниченной до насыщения, магнитостатическая энергия
(2.18)
где объем V вычисляют по формуле V=nr2d.
19
Магнитостатическая энергия может быть выражена через маг-
нитный момент Mk= -mh.lh (намагниченность /) и напряженность
поля Н:
1
k~l
где п — общее число магнитных моментов, или
^=-1Ш{JfWV-
(2.19)
(2.20)
Интегрирование производят по всему объему, в котором имеется
магнитное поле.
Магнитостатическую энергию взаимодействия намагниченного
магнитного материала с внешним магнитным полем вычисляют по
формуле
VK=IH.
(221)
Вопросы и задачи
2.1. Вычислить энергию обменного взаимодействия по температуре Кюри для
железа, никеля и кобальта.
2.2. Вычислить магнитные моменты атомов железа, никеля и кобальта по само-
произвольной намагниченности.
2.3. Вычислить напряженность поля магнитокристаллической анизотропии для
монокристаллического кобальта. Самопроизвольная намагниченности Л=1,79 Тл,
константа одноосной анизотропии Д=4,1 -105 Дж/м3.
2.4. Вычислить в модели спиновой пары константу магнитокристаллической ани-
зотропии К для ферромагнетика с ОПК структурой, с постоянной решетки
16
0,3 дм. Использовать формулу Nq, где N—число атомов в единичное
объеме; <7==3-10~25 Дж.
2.5. Вычислить изменение магнитной анизотропии, обусловленной магнитострик-
цией ДК’=7.(Т. где X — магнитострикция, о — максимально допустимое напряже-
ние в магнетике.
2.6. Чему равен магнитный момент сферы радиуса 1? из материала с магнитной
восприимчивостью р, если сфера помещена в магнитное поле Я?
2.7. Определить силу, необходимую для разъединения двух полукруглых по-
стоянных магнитов, имеющих площадь поперечного сечения S и намагничен-
ность J при условии, что ширина обоих зазоров все время остается одинаковой.
Рассмотреть задачу также с энергетической точки зрения. Найти поле в воз-
душном зазоре магнитной цепи при следующих числовых значениях: А =200,
i=5 A. Si=2,5 10-’ м2. S- 5-10-4 м2, 1,=1, /2=0,01 м, ц=500.
Дополнительная литература
2.1. Эренрейх Г., Шварц Л. Электронная структура сплавов. М, 1979
2.2, Ковдорский Е. И. Зонная теория магнетизма М.. 1976.
2.3. Вед ясв 4 В., и др Фазовые переходы и электронная структура сплавов,
М., 1Р86.
2.4. Кринчик Г. С. Физика магнитных явлений. М„ 1985.
2 5. Тикадзуми С. Физика ферромагнетизма. М, 1983; М, 1987,
2 6. Бозорт Р. Ферромагнетизм. М, 1956.
20
ГЛАВА 3
ОСНОВНЫЕ МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАГНИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ
Магнитные свойства магнитных материалов характеризуют кривая
намагничивания, магнитная проницаемость, петля магнитного гис-
терезиса как в постоянных, так и в переменных полях, потери энер-
гии при различных частотах перемагничивания, магнитная энер1ия,
магнитострикция и др. Все эти характеристики зависят от значе-
ния магнитного поля, а также от магнитной предыстории материала
и температуры. Таким образом, каждый магнитный материал об-
ладает целым набором магнитных свойств, однако в каждом кон-
кретном случае рассматривают лишь одно или несколько свойств,
наиболее характерных для данного магнитного материала.
§ 3.1. Кривая намагничивания, магнитные проницаемость
и восприимчивость в постоянных полях
Основной характеристикой магнитного материала является маг-
нитная индукция В (плотность магнитного потока):
B=\^(J (3.1)
Плотностью магнитного потока определяется эффективность рабо-
ты всех практических устройств с магнитными элементами, напри-
мер качество магнитной записи звуковых сигналов, видеосигналов,
а также работоспособность электрических двигателей Магнитная
индукция В зависит от намагниченности и действующего па маг-
нитный материал магнитного поля напряженности 7/, причем на-
магниченность также зависит от намагничивающего поля Н:
J—kinH. (3.2)
Зависимости (3.1) и (3.2) обычно представляют графически в
виде кривых намагничивания, измеряемых на предварительно раз-
магниченных образцах, такие кривые называют основными кривы-
ми намагничивания (рис. 3.1, 3.2). Эти кривые являются наиболее
определенными характеристиками магнитного материала. Однако
Даже если есть такие кривые, имеется некоторая неопределенность
из-за влияния условий размагничивания на доменную структуру и
соответственно на кривую намагничивания Только в том случае,
когда задан режим размагничивания, кривая намагничивания од-
нозначно определяет состояние магнитного материала.
На рис. 3.3 приведено схематическое изображение основной
кривой намагничивания, разделенной на пять участков в соответст-
вии с возможным ходом процессов намагничивания ври увеличении
напряженности намагничивающего поля.
21
Аналогично можно представить и кривую магнитной индукции
магнитного материала В(Н) = цо(\ + Н). По кривым намагничива-
ния (индукции) могут быть построены кривые магнитной воспри-
Рнс. 3.1. Основная
кривая намагничива-
ния по намагничен-
ности
Рис. 3.2. Основная кри-
вая намагничивания по
индукции
имчивости (проницаемости). Из существующего множества воспри-
имчивостей km наиболее часто употребляемыми являются начальная
kmu и максимальная kmniax. Математически начальная восприимчи-
вость (проницаемость) определяется как предел отношения изме-
Рис. 3.3. Зависимость иа-
магничешюсти от напряжен-
ности намагничивающего
поля — основная кривая на
магничнвания:
/ линейная; // — квадра гич-
ная, /// — наиболее сильная
зависимость (область макси-
мальной восприимчивое! и);
IV — приближение намагничен-
ности к насыщению; V насы-
щение. исчезновение зависимо-
сти
нения намагниченности к соответству-
ющему изменению намагничивающего
поля:
М
ЬН
Лмн=1пп
a/z-».o
н -о
Рн= Нт
ЛИ->-0
Н-0
ДВ \
ди / ‘
(3.3)
Экспериментально начальную вос-
приимчивость (проницаемость) полу-
чают, экстраполируя кривые km(H) к
нулевому значению напряженности
поля.
Кривая магнитной восприимчивости
(проницаемости), т. е. зависимость
магнитной проницаемости от поля, име-
ет максимум. Восприимчивость (про-
ницаемость), соответствующая этому максимуму, называют мак-
симальной восприимчивостью (проницаемостью). Различие между
начальной и максимальной проницаемостью магнитных материалов
зависит от кривизны кривой намагничивания. Магнитные материа-
лы могут также различаться, кроме того, по дифференциальной,
22
обратимой проницаемости и проницаемости несрастания и убыва-
ния Дифференциальную проницаемость определяют по формуле
Р.В _ <$В /о Лх
и,иЛ = 11п1 -=--, (3.4)
Гд,,ф //,о ЬН 4Н
а обратимую — по формуле
|io6p = lim(3.5)
дн -о ДА/
Проницаемость возрастания (убывания) определяют как отно-
шение положительного (отрицательного) приращения индукции к
изменению поля, при котором произошло это приращение индук-
ции.
Все приведенные соотношения и понятия относятся к условиям
измерения магнитных величин на замкнутых магнитопроводах.
В этом случае напряженность Hi магнитного поля в образце маг-
нитного материала равна напряженности Нс поля, создаваемого
намагничивающим устройством.
В разомкнутых магнитопроводах внутреннее поле не равно
внешнему. Это различие в простейшем случае может быть оценено
по формуле Hi—Не—NJ, где N — размагничивающий коэффициент,
зависящий от размеров и формы намагничиваемого тела, главным
образом от отношения длины к поперечному сечению Внутреннее
поле Hi меньше внешнего на величину NJ, называемую размагни-
чивающим полем магнитных полюсов образца: Но—NJ.
§ 3.2. Намагниченность насыщения.
Температура Кюри— Нееля
Под действием магнитного поля в магнитном материале созда-
ется намагниченность J, которая характеризуется магнитным мо-
ментом единичного объема материала М/V. Намагниченность маг-
нитного материала при некотором значении И намагничивающего
поля достигает наибольшего значения Л, которое при дальнейшем
увеличении поля не изменяется. Его принято называть намагничен-
ностью насыщения. Самопроизвольная намагниченность, которой
обладают все домены, равна намагниченности насыщения любого
магнитного материала. Приближенность определения намагничен-
ности насыщения состоит в том, что здесь не учитывают изменения
самопроизвольной намагниченности под действием магнитного поля
(парапроцесс). Восприимчивость парапроцесса по сравнению с вос-
приимчивостью при процессах смещения и вращения в магнитных
материалах обычно на несколько порядков меньше, вследствие чего
намагниченностью, обусловленной парапроцессами, в большинстве
случаев можно пренебречь.
2,3
Таблица 3.1. Свойства ферромагнитных элементов
in in in
—” —' СО
см ем со
——Г см
Тулий 69 9339 1545
24
При достижении намагниченности насыщения доменная струк-
тура исчезает, поэтому можно считать, что все магнитное тело пре.д-
с-авляет собой один домен. Намагниченность этого домена- само-
произвольная намагниченность — и есть намагниченность насыще-
ния. Намагниченность насыщения (самопроизвольная намагничен-
ность) при данной температуре зависит ст атомных магнитных мо-
ментов, магнитных моментов свободных электронов и обменных вза-
имодействий электронов в кристалле. Наряду с понятием нама1-
ниченпости насыщения используют понятие атомного магнитного
момента, е. магнитною момента
одного атома, выраженною в ма1не-
тонах Бора цв. причем J — VpBn,
где Л7 — число Mai нетонов Бора на
один атом; п— число атомов в еди-
ничном объеме.
В табл. 3.1 приведены намагни-
ченность насыщения Js, температура
Кюри 7к и другие свойства ферро-
магнитных элементов (3.3].
При нагревании магнитного ма-
териала тепловое движение атомов
разрушает параллельную (агтипа-
раллельную) ориентацию спиновых
магнитных моментов. Температуру,
пои которой энергия хаотического
движения атомов равна энергии об-
менного взаимодействия, называют
Рис. 34. Кривая намагничивания
1 петля магнитного гистерезиса
реального ферромагнитного г| и-
сталла
температурой Кюри С Нееля).
При этой температуре энергия теплового хаотического движения
преодолевает энергию обменного взаимодействия электронов и са-
мопроизвольная намагниченность исчезает. Температура Кюри яв-
ляется не только одним из важнейших параметров для определения
обменного взаимодействия (А7~к ~ А) по и для ориентировочной
оценки рабочего интервала температур, в котором может быть ис-
пользован данный магнитный мат ериал. И з-за флук п аций да.1 ь-
него магнитного порядка самопроизволт»ая намагниченность на-
блюдается и при температурах, больших температур Кюри, поэтому
она не может быть точно определена магнитными методами.
§ 3.3. Петля гистерезиса. Остаточная инпукция
и коэрцитивная си та в постоянных магнитных полях
При изменении маюитного поля по циклу + //тах. 0. —Ятах. б
"max намагниченность (магнитная индукция) магнитного мате-
риала изменяется по циклу (рис. 6.4):
+Лпах» "ЬА, 0, Апах’ А> тАтах’
+Апах> 1 А, С, - Ятах, - Л., 0 +Л,ах-
2Й
Зависимость J (II) или В (И) при таком циклическом т.гремаг-
ничивании называют петлей магнитного гистерезиса материала. На
рис. 3.5 приведены петли магнитного гистерезиса, полученные при
изменении намагниченности и магнитной индукции. Петлю гисте-
резиса называют предельной или максимальной, если максимальное
значение перемагничивающего поля /7тах достигает поля насыще-
ния Hs, при котором максимальная намагниченность практически
Рис. 3.6.
вающего
Зависимость
коэффициента
образца
размагиичи-
от формы
Рнс. 3.5. Петля магнитного
гистерезиса:
а—по намагниченности; б по
магии гной индукции
равна намагниченности насыщения Js. Предельная петля гистере-
зиса является одной из наиболее определенных характеристик маг-
нитного материала. Все другие петли гистерезиса, в которых макси-
мальная намагниченность Jmax (Umax) меньше намагниченности
(индукции) насыщения, называют частными петлями гистерезиса.
Существует множество частных петель, отличающихся как по на-
магниченности, так и по индукции перемагничивающего поля в ко-
ординатах В, II.
Размагничивающий коэффициент Л’ из кривой намагничивания
может быть определен достаточно точно только для магнитного те-
ла эллипсоидальной формы, когда имеет место однородная намаг-
ниченность тела. Для неэллипсоидальных ферромагнитных тел рас-
четы внутренних полей могут быть сделаны лишь приближенно.
Размагничивающий коэффициент, кроме того, зависит от способа
магнитных измерений. Если индукция (намагниченность) опреде-
ляется в центральной части образна, то используют так называемый
баллистический размагничивающий коэффициент Nb. В случае же
26
пения индукции по всей длине учитывают так называемый маг-
Етом'ч рический размагничивающий коэффициент N.
Н В табл. 3.2 и на рис. 3.6 приведены размагничивающие коэф-
фициенты для высокопроницаемых (ц-*оо) и высококоэрцитивных
(р-И) материалов [6].
Табшиа 3.2. Влияние формы ферромагнитных тел па размагничивающий коэф-
М фициент
Цилиндры (Ль)
Отношение длины к диаметру Эллипсоид враще- Еия ("ь>
10 0.2549 0,0628 0,1948
20 0.0848 0,0157 0,0677
30 0,0432 0,00698 0,0351
50 0,0181 0,00251 0,0148
60 0.0132 0,00174 0,0109
80 0.00800 0 000981 0,00660
100 0.00541 0,000628 0,00447
500 0,000148 0,0000251 0,000176
1000 0,0000829 0,28-10-s 699-10-8
10 000 112-10 9 628-10”11 953 Ю-10
§ 3.4. Энер1 ия намагниченного тела
Одной из важнейших харат тсристик высококоэрцитивных мате-
риалов и постоянных магнитов является энергия намагниченного
тела Эффективность работы техни-
ческих устройств в значительной сте-
пени определяется энергией магнит-
ного поля используемого постоянно-
го магнита. Все постоянные магниты
имеют какой-то размагничивающий
фактор /V, которым определяются ус-
ловия работы магнита, т. е. опреде-
ляется рабочая точка на кривой раз-
магничивания
ние прямой
(рис. 3.7). Пересече-
(a=arctg—), прове-
4 л
Рис 3 7 Кривая размагничивания
и магнитной энергии:
а — намагниченного образца; б—с
размагничивающим коэффициентом N
(d — точка максимальной магнитной
энергии)
денной из начала координат, с кри-
пом размагничивания определяет
рабочую точку б/; В,;— остаточная
индукция магнита; Hd— магнитное
поле магнита. Если полюса магнита замыкать и размыкать,
его состояние будет описываться кривой возврата <1Л4. Площадь
заш.рихованного треугольника пропорциональна потенциальной
яергии постоянного магнита, которую можно использовать при ра-
боте магнита.
27
Рассмотрим магнит, выполненный в виде кольца с разрезом
(рис. 3.7).
Пусть длина кольцевого магнита LM, а длина межполюсного
расстояния La; SM — площадь поперечного сечения магнита; S —
площадь межполюсного пространства, где в основном сосредоточе-
но магнитное поле.-Если внешних магнитных полей нет, то
0. (3.6)
Интегрирование производится по замкнутому контуру, образо-
ванному линиями индукции, включая межполюсное расстояние L3.
При постоянной индукции и поля в пространстве
HLM^HaL3=0. (3.7)
Так как линии магнитной индукции непрерывны, то
HsS=BSu. (3.8)
Из (3.5) и (3.6) получаем
Н23 = -ВН (3.9)
V3
где Ем, Е3 — соответственно объемы магнита и межполюсного про-
странства. Из выражения (3.9) следует, что при данном обьеме
магнита и межполюсного пространства напряженность поля в меж-
полюсном пространстве Ня максимальна при максимальном зна-
чении произведения магнитной индукции и поля.
Произведение ВИ пропорционально магнитной энергии единич-
ного объема материала ВИ/2, а также единичного объема межпо-
люсного пространства //я2. Как видно из рис. 3.7, кривая ВН (В)
имеет максимум, который характеризует максимально возможную
энергию для данного материала. Эта энергия может быть реализо-
вана путем подбора формы магнита, соотношения между его дли-
ной, сечением и объемом меж полюсного пространства. Всегда име-
ет место какое-то магнитное рассеяние, которое обычно находят
экспериментально. Оно может быть описано с помощью коэффи
циента q.
qV=~ BHVJHl (3.10)
§ 3.5- Магнитострикция
В зависимости от того, как изменяется размер Д/// магнитного
материала при его намагничивании (параллельно или перпендику-
лярно направлению магнитного поля), различают продольную и
поперечную магнитострикции к=ЫЦ. Магнитные материалы обла-
дают различными по значению и знаку магнитострикциями, кото-
рые зависят от напряженности магнитного поля и для некоторых
магнитных материалов, например для железа, изменяют знак с
28
увеличением напряженности поля. Магнитострикцию, соответствую-
щую магнитному насыщению материала, называют магнитострик-
цией насыщения 'щ, а измеренную вдоль основных кристаллографи-
ческих направлений <100> <111>, Хюо, Хш — магнитострикционной
константой.
Магнитострикция зависит не только от напряженности намагни-
чивающего поля, но также и от магнитной предыстории. В моно-
кристаллических магнитных материалах наблюдается зависимость
ма1 нитострикции насыщения от кристаллографической ориентации
нама> ничивающего поля. Продольная магнитострикция насыщения,
например, железа, при намагничивании вдоль диагонали куба
<И1> — Мн отрицательна, а вдоль ребер куба (Моо) положительна.
Магнитострикция Мое при увеличении поля меняет знак с положи-
тельного на отрицательный. Никель характеризуется отрицатель-
ными магнитострикционными константами для всех кристаллогра-
фических направлений, следовательно, и поликристаллический ни-
кель обладает отрицательной магнитострикцией. Продольная маг-
нитострикция кобальта в направлении главной оси <0001> мала и
отрицательна, а при намагничивании под углом 67,5° к этой оси —
максимальна и положительна:
Xs^8-10-E.
Магнитострикция связана с магнитокристаллической анизотро-
пией. Изменение ориентации вектора самопроизвольной намагни-
ченности вызывает изменение спипорбитального взаимодействия и
параметров кристаллической решетки. При магнитострикционной
деформации кристалла работа равна изменению энергии кристал-
лического ноля и изменению энергии спипорбитального взаимодей-
ствия Если при деформации энергия магнитокристаллической ани-
зотропии убывает быстрее, чем увеличивается упругая энергия, то
изменение ориентации самопроизвольной намагниченности сопро-
вождается деформацией кристалла.
Относительное удлинение магнитного материала может быть
вычислено по формуле
<311>
гДе г—модуль радиус-вектора, соединяющего начало координат с
произвольной точкой недеформироваиного кристалла; г'— модуль
того же вектора после деформации; р,==х,7г, е^ —тензор деформа-
ции.
Разложим плотность энергии анизотропии кристалла, намагни-
ченного в направлении «(at, as, a3) по малым составляющим тен-
зора деформации:
v/a (3.12)
Ы дгч
29
где IF’a — часть энергии анизотропии, не зависящая от деформации.
Для кристаллической решетки с кубической симметрией можно
написать:
= -^=^(4; (3.13)
^£.ГЛ ^zz
^-=Bia.2ax-, -^^=В2а,а2, (3.14)
(>iA-y fe-UZ °sxy
Где и B2 — константы магнитоупругой связи магнитного мате-
риала (для железа В\ — 29 Дж/м3; В2 --32 Дж/м3).
Плотность свободной энергии
W—Kt (aic^-j-c&al -фщаз)-|-Bt (а?ехх-|-а1еда+«зе„) +
4-£2(а,а2еху-|- a2a3effz+a3ezz) +l/2Cn (eL + eL+eL) +
+ l/2C44(exi/-]-e^z4-ezv)-}-C12(ewezz-|-ezzexx-{- e x у (3.15)
где Ср, C44) C12 — упругие модули. Из условия равновесного состоя-
ния
^=о
dezy
(3.16)
находим равновесные деформации:
В- [С,2 — u/V-ii + 2С12)]
ец-=— ------- —------- - ; г = х, у, z\
(Си — Cj2) (Си + 2С12)
В2а а»
еи =------------; i, j=х, у, z; i ± j.
'44
(3.17)
(3.18)
Магнитострикция не вызывает изменения симметрии кубическо-
го кристалла, но несколько изменяет значение магнитокристалли-
ческой анизотропии.
§ 3.6. Магнитные свойства материалов в переменных
магнитных полях
Основной характеристикой материала, перемагничиваемого пе-
ременным полем, является динамическая петля гистерезиса, кото-
рая отличается от статической большой скоростью изменения пере-
магничивающего поля. Кривую, образованною вершинами частных
петель перемагничивания при последовательном увеличении ам-
плитуды поля, называют динамической кривой намагничивания.
В самых слабых полях, в области обратимых процессов перемагни-
чивания, проницаемость постоянна. Петля гистерезиса вырождается
в прямую линию (линейная область). В этом случае при синусои-
дальном поле индукция также синусоидальна.
30
При некотором увеличении амплитуды перемагничивающего
поля появляется сдвиг по фазе между периодическими функция-
ми //=//msin<o/ и B=jBmsin(<o/—ср). Появление фазового сдвига
между полем и магнитной индукцией обусловлено в основном маг-
нитной вязкостью, а также вихревыми токами в магнитных мате-
риалах. При дальнейшем увеличении амплитуды перемагничиваю-
щего поля, когда процессы перемагничивания становятся необра-
тимыми, магнитная проницаемость зависит от амплитуды поля (об-
ласть магнитного гистерезиса).
Рис. 3.8. Петля гистерезиса
при слабом намагничивании
(область Рэлея)
Рис. 3.9. Искажение формы элек-
тромагнитной волны, обусловлен-
ной перема! ничнванисм в рэлеев-
ской области
В этом случае линейная зависимость между полем и магнитной
индукцией нарушается (рис. 3.8) и в зависимости от условий пере-
магничивания индукции В (И, t) может быть синусоидальной, а поле
В (t)— несинусоидальной функцией времени или В (И, /) — неси-
нусоидальной, а поле И (t) — синусоидальной функцией времени
Несинусоидальность функций B(t) при синусоидальной функ-
ции Н (() или Н (/) при синусоидальной В(/) зависит от формы
кривой намагничивания. Разложив несинусоидальную функцию
в (О в ряд
/?(/)= V £ini. sin (и>;/—©;), (3.19)
где Вл.; — i-я гармоника магнитной индукции, получим представ
лепие о кривой намагничивания материала посредством высших гар-
моник индукции при синусоидальной форме перемагничивающего
поля. Приближенно петля магнитного гистерезиса может быть
представлена эквивалентным эллипсом, площадь которого равна
площади действительной петли. Магнитная индукция в параметри-
ческой записи эллипса, т. е.
H = Hmsinwt, В=Вт sin (<»/ —ф), (3.20)
мо>кет быть представлена следующим образом:
31
Z?==Slinsin ш/ —Z?2mcosw/, (3.21)
где 51ш=Ятсо8®, B2m==Bmsin«>.
При таком приближенном представлении петли гистерезиса I
магнитного материала его проницаемость может быть охарактери-
зована следующими видами:
р.„ = 5т/Л/1П (амплитудная или полная проницаемость), (3.22) I
^v=BXmjH т (упругая проницаемость), (3.23) I
ш (вязкая проницаемость). (3.24) I
Упругая и вязкая проницаемости обусловлены соответственно
обратимыми и необратимыми процессами перемагничивания. Вяз-
кая проницаемость связана с затратой (потерями) энергии при пе-
ремагничивании. Энергия при перемагничивании за один цикл со-
ставляет
Р=(£ /У(1В=[ [/7msin«>/(51п1 cost»/4-52insinu>/)d(«/)=
HmB.m sin2 u>f d («/)=HmB2m.
(3.25)
Интеграл от первого слагаемого равен нулю, а от второго опре-
деляет потери энергии при перемагничивании.
При расчетах переменные составляющие поля И и индукции В
представляют в виде комплексной проницаемости:
Р] -ip2, (3.26)
—I; ри=]/р14-Р-2- (3.27)
Иногда потери энергии при перемагничивании магнитного ма-
териала представляют состоящими из потерь на гистерезис Рг, по-
терь на вихревые токи и потерь на магнитную вязкость Рп. По-
тери на гистерезис пропорциональны частоте перемагничивания,
потери на вихревые токи определяют по формуле
г2
8?
Р
(3.28)
где г — радиус стержня или толщина листа; р — удельное электри-
ческое сопротивление; J — намагниченность. Потери на магнитную
вязкость зависят от частоты в степени 1<п<2. Потери энергии при
перемагничивании могут быть выражены посредством тангенса угла
потерь:
tg £„ = /?„/(<»£),
(3.291
32
где Sn — угол потерь; /?„—сопротивление потерь; со— частота пе-
ремагничивающего поля; L—индуктивность катушки, сердечником
которой является образец магнитного материала.
В случае импульсного намагничивания важнейшей характери-
стикой магнитного материала является зависимость времени пере-
магничивания от максимальной напряженности импульсного поля.
Вопросы и задачи
3.1. Дать определения кривой намагничивания, гистерезиса i коэрцитивной
силы.
3.2. Какое различие между самопроизвольной намагниченностью и намагничен-
ностью насыщения?
3.3. Какое различие между намагниченностью насыщения и максимальной на-
магниченностью при данном поде?
3.4. В чем состоит различие между магнитными свойствами магнетиков в ста-
тпческнх и переменных полях?
3.5. Рассмотреть образец монокристалла железа, вырезанный в форме плоского
диска, поверхности которого параллельны кристаллографической плоскости
<001)
Предположим, что диск помещен в магнитное поле Н, приложенное в плоско-
сти (001) под углом 0 к направлению [100]. Допустим также, что поле на-
столько велико, что весь объем образца занимает один магнитный домен; на-
магниченность домена J сос1авляет угол <р с направлением [100].
Найти условия равновесия образца. Рассчитать вращающий момент для случая
бесконечно протяженного поля. Рассчитать также вращающий момент для ди-
ска, вырезанного параллельно плоскости (НО).
3.6. Рассчитать магнитный потенциал однородно намагниченной сферы радиуса
а в точке, находящейся на расстоянии г от центра сферы, для случаев гZ>a п
г<а. Используя полученные результаты вычислить для сферы размагничиваю-
щий фактор Л'.
3.7 Рассчитать энергию однородно намагниченного образца объемом Vi, имею-
щего форму эллипсоида внутри к< фого имеется полость объемом Из Диполь-
ный момент образца равен JS(V(—44).
3.8 Электромагнит < однородной намагниченностью J имеет полюсные наконеч-
ники в виде усеченных конусов; базовый радиус наконечников равен а ра-
диус в зазоре равен а. Центр воздушного зазора совпадает с вершинами ко-
нусов, задающих форму полюсных наконечников.
Рассчитать поле в центре воздушного зазора. Показать, что если пренебречь
Действием поверхности полюсных наконечников, то максимальное поле будет
достигнуто при угле конус» 0=54°44
3.9. Пусть однодоменная частица имеет форму удлиненного эллипсоида враще-
ния с полярной полуосью а и экваториальной полуосью Ь. Обозначим Na и
Л'л соответственно продольную и поперечную составляющие размагничивающего
фактора н предполои им что энергия кристаллографической магнитной анизо-
тропии рашщ нулю 11редположи.м также, что магнитное поле приложено под
углом Р по отношению к полярной оси. Показать, что необратимое вращение
возникает при критическом поле, определяемом соотношениями
| 1 — w'2 4- «'4
= "" 1 -{-/<2 ” ’
где
hK „
Як ——П-------кГТ и *е-
(У* —Л'я)
2 " Мишин Д. Л 33
Оценить критическое поле для 0 = 10; 45, 80 н 90°.
3.10. Рассмотреть систему однодомеиных частиц, имеющих форму удлиненных
эллипсоидов вращения с полярными полуосями а и экваториальными полуосями
Ь. Пусть полярные оси каждой частицы параллельны некоторому направлению,
например оси г, и вектор намагниченности для половины частиц располагается I
вдоль положительного направления оси z (полная намагниченность J+г), а для
другой половины частиц — вдоль отрицательного направления оси z (полная
намагниченность
Дополнительная литература
3.1. Белов К. П. Ферриты в сильных магнитных полях. М., 1972.
3.2. Кринчик Г. С. Физика магнитных явлений. И., 1985.
3.3. Бозорт Р. Ферромагнетизм. М., 1956.
3.4. Брандт 11. Б., Чудинов С. М. Электронная структура металлов. М., 1973,
ГЛАВА 4
ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА МАГНИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ
Магнитные свойства магнитных материалов связаны с их электри-
ческими свойствами, поскольку элементарные носители магнетиз-
ма— электроны -обладают как магнитным моментом, так и элек-
трическим зарядом. Наряду с общими для всех твердых тел элек-
трическими свойствами магнитные материалы обладают целым ря-
дом специфических электрических свойств, зависящих от самопро-1
извольной намагниченности. К числу таких свойств относятся элек-
трическое сопротивление в магнитном поле, эффект Холла и термо- ,
электрические свойства.
§ 4.1. Электрические свойства металлических
магнитных материалов
Электрическое сопротивление металлов обусловлено различны-
ми видами рассеяния электронов проводимости В случае металлов,
не обладающих самопроизвольной намагниченностью, электроны
проводимости рассеиваются квазичастицами тепловых возбужде-
ний— фононами и дефектами кристаллической решетки. В первом
приближении их удельное электрическое сопротивление склады-
вается из двух компонентов:
Рт=Ро+?ф.т, (4-1-
где ро — остаточное сопротивление, обусловленное рассеянием
электронов на дефектах кристаллической решетки (вакансий, меж-
узельных атомов примесных атомов, дислокаций и др.); рфТ—-со-
противление, обусловленное рассеянием электронов на фононах.
Обратная величина удельного электрического сопротивления —
удельная электрическая проводимость в металлах — может быть
определена следующей формулой:
34
&S.). ,
с = с-1=-------!___’
н 1
где Sp=4n^2F—площадь сферы Ферми свободных электронов в
^-пространстве с радиусом fep = (ЗлтЛ7)(скорость Ферми vF =
z=hkFlm)\ // — число свобод-
ных электронов в единичном
объеме проводника; л — сред-
ияя длина свободного пробега
электрона (при комнатных тем-
пературах сравнима с меж-
атомным расстоянием, а в чи-
стых металлах при низких тем-
пературах значительно превос-
ходит их, достигая нескольких
сантиметров).
Для чистых металлов удель-
ная электропроводность о>оц
при температурах Т, больших
температуры Дебая (100—
500 К). Температурный коэф-
фициент электропроводности
а.—о 1 (do/dT)
зависит от электронной структуры материала.
По квантовомсханической
своем движении в идеальном
Рис. 4 1. Зависимость остаточного маг-
нитного сопротивления железа от чи-
стоты
теории твердых тел электроны при
кристалле не испытывают сопротив-
ления, т. е. все металлы должны об-
ладать бесконечно большой электро-
проводностью. Причина существова-
ния конечного значения электриче-
ском проводимости — это о гк гоне-
ния от идеального периодического
размещения атомов кристалла, обус-
ловленные их тепловым движением,
присутствием примесных атомов
(рис. 4.1), вакансий, дислокаций,
границ зерен и т. п. Предельно низ-
Ви=0 8=В0 Н
Рис. 4.2. Кривые зависимости
удельного электрического сопро-
тивления j
усов железа от иамапшчивающе кос значение электрического сспро-
го полр при Г=4,2 К т ивлспия, достигаемое при охлажде-
нии металла, является мерой дефект-
ности его кристаллической решетки.
При низких температурах для тщательно очищенных и отож-
женных монокристаллических металлов остаточное сопротивление
в IO4—iqs раз MeIlbU]Cj чем при комнатной температуре. При боль-
Шон Концентрации примесей (а также в сплавах) рассеяние элек-
тронов проводимости столь велико, что их электропроводность слабо
зависит от температуры даже при значительном нагревании.
2*
35
Удельное электрическое сопротивление металлических магнит-
ных материалов, т. е. металлов с самопроизвольной намагничен-
ное! ью, существенно зависит от вида примесного элемента и от на-
правления намагниченности по отношению к направлению движе-
ния электронов проводимости.
Таблица 4.1. Электрические свойства магнитных материалов
Материал
Удельное электрическое Температурный коэф ри-
сопротивлсние р, мкОм-м ииент электрического
сопротивления а, 10—я К—1
Железо (техническое)
Кобальт (технический)
Никель (технический)
0,097 (20°С)
0,064 (0°С)
0,093 (ЮО’С)
0,32 (500°С)
0,068 (0— 100°С)
6,2
6,0 (0°С)
7,4 (100"С)
13 В (500°С)
6,7
Таблица 4.2, Влияние примесей на удельное электрическое сопротивление
Примесь Pl/Pt р-Ю—в. мкОм см pt 10“®, мк Ом см PI 10 -®. мк Ом см
Кобальт
Fe 12 0,5 0,54 6,7
Мп 0,8 5,5 12 10
Сг 0,3 1,8 7,3 2,4
V 1 3,8 7,7 7,7
Ti 1,4 4,5 7,6 11
Железо
Ni 3,7 2+0,2 2,4±0 2 12+5
Co 1,37 0,9+0,1 1,6±0,4 3,3±1,3
Мп 009, 0,1 7 1,5+0,2 13+5 1,7 t 0,2
Сг 0,17, 0,37 2,2±0,3 12,5±6 2,8+0,2
Ti 0,25, 0,66 2,75+0.25 10,5+4 1,3+0,3
Никель
Со 13 0.16 0,18 3,5
Fc 11 0,35 0,4 6
Мп 6.3 0,7 0 75 7,5
Сг 0.21 5 22 6,5
V 0,45 4,4 13 6,7
Ti 0,9 3,3 5.6 10,5
В магнитных материалах возникают дополнительные эффекты
рассеяния элек-тронов проводимости па спиновых неоднородностях
и локальных магнитных моментах.
В чистых монокристаллических образцах металлов имеет место
значительная анизотропия электросопротивления. Так, например,
36
в монокристаллах кобальта при комнатной температуре
рс= Ю,3 мкОм-см, Рр=5>5 мкОм-см,
где рг — электросопротивление вдоль с — оси, г рл—в плоскости,
перпендикулярной направлению этой оси.
В магнитных материалах в каждом ферромагнитном домене на
электрон проводимости даже при нулевом магнитном псле дейст-
вует сила Лоренца. На рис. 4.2 приведены экспериментальные кри-
вые зависимост и удельного электрического сочротив пения моно-
Рис, 4.3. Удельное магнитное со-
противление никеля, содержащего
различные примеси при 4,2 К
Рис. 4 4. Аномальное со-
противление Холла никеле-
вых сплавов в зависимости
от концентрации
кристаллов железа (усов) от действующего магнитного поля при
температуре жидкого гелия (4.2 К). Для никеля, кобальта и железа
удельное электрическое сопротивление можно выразить обшей фор-
мулой
Р = Ро
где А = 9,5-10'г Ом-см-К~2 для никеля, А= 16-10-12 Ом-см-К-2
Для кобальта, А— 15-10 12 Ом-см-К " для железа. В чистых фер-
ромагнитных металлах существует внутреннее магнитное сопро-
тивление, которое не пропорционально концентрации включений.
Этот эффект <вчзан с самопроизвольной намагниченностью. Для
размз] ниченно! о поликристаллического железа отн зшение р
(300 К)/р (4,2 Ю составляет около 300. Доменные границы яв-
ляются слишком тонкими, чтобы вызывать рассеяние электронов.
Значительно большее рассеяние возникает из-за действия силы
Лоренца.
В сплавах металлов рассеяние электронов намного больше,
электросопротивление существенно зависит от вила металлов, со-
37
став. 1яю1цих сплав, или от вида примеси и меняется от сотых долей
до 500%. Эю связано с различием электронных структур метал-
лов (табл. 4.1, 4.2),
Зависимость удельного магнитного сопротивления никеля при
различном содержании примесеи приведена на рис. 4.3 (вид при-
меси указан около кривой). Эффект Холла очень чувствителен к
примесности магнитных материалов. Так, например, для никелевых
сплавов аномальное сопротивление Холла может изменяться на
порядок и даже менять знак (рис. 4.4).
0,05
д Мо
□ Nb
о И
х V
______।_I__I__I___L
0 12 5 5 5 6
Концентрация , °/„
Рис. 4 6. Зависимость /?s от р
для сплавов на основе желе-
за при температуре жидкого
азота
Рис. 4 5. Зависимость
никеля и никелевых спла-
вов в зависимости от кон-
центрации
Коэффициент Холла 7?s в чистом железе и сплавах железа с
кремнием при изменении температуры и концентрации может из-
меняться на три порядка, но отношение /?.</р при этом остается
практически постоянным (рис. 4.5, 4.6).
Термоэлсктродвижещая сила для металла без самопроизволь-
ной п [магниченности, например для палладия, при изменении тем-
пературы изменяется монотонно, а для ферромагнитных металлов
имеет сложный характер (рис. 4.7). Температурная зависимость
термо э. д.с. чувствиге 1ьна к изменению химического состава (рис.
4.8) Температурная зависимость логарифма удельного электриче-
ское о сопротивления и термо-э. д. с. приведена на рис. 4.9.
38
§ 4.2. Электрические свойства полупроводниковых
магнитных материалов
Удельная электропроводность полупроводниковых магнитных
материалов (ферритов) обычно экспоненциально возрастает с тем-
пературой: о=а0ехр[—EI(kT)], где оо — константа, слабо завися-
щая от температуры; k — постоянная Больцмана; Е— энергия ак-
тивации проводимости, находящаяся в пределах 0,2—2 эВ.
Рис. 4.7. Зависимость термо-
э д. с. железа, палладия, никеля
и кобальта от температуры
Рис. 4 8. Термо-э. д. с. сплавов на
основе никеля от температуры:
а — для сплава NICr при различном со-
держании хрома; б — для других спла-
вов
^Энергия активации при низких температурах в области примес-
ной проводимости, как правило, меньше, чем при высоких (в обла-
сти собственной проводимости) Температурный коэффициент элек-
трической проводимости полупроводниковых магнитных материалов
значительно выше, чем v металлов (табл. 4.3), его определяют по
формуле
1 da Е
а=— — —---.
а ЙГ ЛП
39
В некоторых полупроводниковых материалах с неупорядоченной
структурой имеет место прыжковая проводимость, которая состоит
в том, "что под действием внешнего электрического поля локализо-
ванные электроны в кристалле перескакивают из одного состояния
в другое. При умеренно низких температурах температурная зави-
симость электросопротивления выражается формулой
In о — Т-1.
Рис. 4.9. Температурная
кого сопротивления и
зависимость логарифма удель-
> ” :а
термо-э. д. с *.-----литиевого
р 2,3 (eik)
феррита:
кривые 5 н 6 — соответственно р н а для кристаллов с кон-
центрацией 0,47 вес. % Fc2+, 3 и 4—0,45 вес. % Fc2+; 1 и 2 —
0.1 вес. % Fc2+ замещено 0,4 асе.
При очень низких температурах длина прыжка увеличивается, что
приводит к зависимости: 1пр~7’п, где п< 1.
Ферриты представляют собой полупроводники с малой электро-
проводностью, которая определяется концентрацией носителей тока
и их подвижностью. Различают проводимость на постоянном и пе-
ременном токе. Ширина запрещенной зоны в ферритах обычно боль-
ше 4,8-10~19 Дж, т. е. больше, чем в обычных полупроводниках,
поэтому при комнатных температурах в бездефектном кристалле
феррита проводимость должна быть ничтожно мала. Но так как
в ферритах всегда имеются примесные атомы, вакансии, междо-
узельные атомы, которые приводят к образованию донорных и ак-
цепторных центров, возникает электропроводность, обусловленная
примесными носителями. Донорные и акцепторные центры всегда
40
т
присутствуют одновременно, знак проводимости определяется тем,
каких центров больше.
Проводимость может изменяться в больших пределах из-за не-
стехиометрии феррита. Обжиг феррита на воздухе обычно приводит
к уменьшению числа кислородных вакансий и, как следствие, к
уменьшению проводимости. Так, например, обжиг при 900°С в точе-
ние 6 ч и последующее медленное охлаждение приводят к тому, что
удельная проводимость магнитного феррита уменьшается от 10~э
до Ю 5 (Ом-м)-1. Уменьшение влияния дефектов достигается их
компенсацией (акцепторных донорными или наоборот). Ионы
Мп2+ в Lio.5Fe2.5O4 отнимают электрон у донорных центров (Fe2+—
—Ов, где Оя - вакансия кислорода) и переносят их в место Fe3+.
Удельная проводимость литиевого феррита уменьшается от 10~3 до
1.0“5 (Ом-м)-1 присадкой 1% (вес) марганца (рис. 4 9).
Таблица 4.3. Электрические свойства монокристаллов ферритов с п-типом
проводимости
Удсльчое э.тек- тросопротннле- ние р. Ом-см, при 300 К Энергия пктинации ЛЕ
Феррит 10—10 Дж эВ
Y3FesO,2 IO12—1014 1,50 0 94
Lio 24СЯ2,7fcFC3t62Vl,SftO12 IO12 1,66 1,04
Bin дСаг.бЬез 7V1.3O12 К)1* (при 500 К) 1,31 0,82
Bin 96VifoiOi2 10*° 1,01 0,65
Lin.sbCa .".O4 К)2—103 0,22 -0,29 0 14 - 0,18
MgFe2O4 I04—IO5 0,51 0 32
3 0,29 0,18
Mni ofiFei.R-iOi 2—10’ 0,91 0,59
N1FC2O4 10й—1()7 0,56 0,35
Подвижность носителей зависит от их эффективной массы и ти-
па рассеяния (тепловые колебания- фононы, примеси и т. п.). Вре
мя рассеяния т обычно уменьшается с повышением температуры,
что сопровождается уменьшением подвижности, а эффективная
масса носителей тока определяется зонной структурой.
В ионных кристаллах могут возникать поляроны квазичасти-
иы, обусловленные поляризацией электронами близокружающих
областей. Из-за большой эффективной массы поляронов их под-
вижность меньше, чем у электронов. Из-за матов подвижности
носителей тока в ферритах (п<10 4 м-В-1-с-1) образуются поли-
гоны малого радиуса. Движение поляронов при малом радиусе
(сильное взаимодействие с решеткой) при высоких температурах
(больше */4- ’/2 температуры Дебая) осуществляется посредством
термически активируемых перескоков. Подвижность, вычисленная
по электропроводности и термоэлектродвижущей силе, экспоненци-
ально растет с температурой.
41
При одном типе носителей тока термоэлектродвижущая сила
зависит от концентрации п носителей тока и может быть вычис-
лена по формуле
а=— [1п(ЛЛи/п) + Л],
е
где NB-—плотность состояний; А — константа, зависящая от меха-
низма рассеяния носителей. Так как Мв слабо зависит от темпера-
туры, постоянство а свидетельствует о неизменности концентрации
носителей при изменении температуры. Таким образом, уменьше-
ние сопротивления при нагревании свидетельствует о росте по-
движности носителей. При низких температурах энергия активации
электропроводности и термоэлектродвижущая сила уменьшаются.
Знак термо-э.д. с. для примесной проводимости противоположен
знаку термо-э. д. с. для проводимости в зоне, так как уровень Фер-
ми при низких температурах расположен между зоной проводи-
мости и примесными уровнями.
В переменных электрических полях ферриты описываются ком-
плексной диэлектрической проницаемостью е—е'-Не", где е"— ха-
рактеризует диэлектрические потери:
°ш =°(ш)+°оtg8,=s"/£'= ,
где <тю— общая проводимость; (т0 — проводимость на постоянном то-
ке; f—ы/(2л)— частота электрического поля Проводимость <т0 не
зависит от частоты вплоть до ближайшей инфракрасной области.
Проводимость на переменном токе о (и) определяется движением
носителей в пределах малых объемов.
В ферритах дисперсия проводимости в области радиочастот и
СВЧ (до 10“ Гц) связана с примесными поляронами малого ра-
диуса либо с примесными уровнями энергии.
В случае примесных поляронов малого радиуса энергия актива-
ции близка к ширине запрещенной зоны Д1Г и энергии ионизации
примесного центра, т. е. (0,3—0,9) • 10-19 Дж (или 0,2—0,6 эВ).
Проводимость в этом случае определяется формулой
а (о>) ~--У---,
1 + «2Т2
N
а диэлектрическая проницаемость
е (<«) = £' — е„ ------------------------,
1 + U>2T2
где Есо — диэлектрическая проницаемость при No — концент-
рация основной примеси.
Проводимость по примесным энергетическим уровням характе-
ризуется малой AW по сравнению с энергетическим разбросом уров-
ней ДЕ(1,6-10~16 Дж). В этом случае проводимость и диэлектриче-
ская постоянная выражаются формулами:
о (о>) — N^N^f (w); s (ю) ~ N0NK^s~lf («>),
42
riC 5=1,74-1,0; Mt—концентрация компенсирующей примеси. Та-
ким образом, электрические свойства монокристаллических ферри-
тов (см. табл. 4.3) определяются главным образом механизмами,
связанными с примесными свойствами, которые зависят от техно-
логии получения ферритов.
Вопросы и задачи
4 1. Чем обусловлено остаточное электросопротивление (т. е. электросопротив-
ление при 7=0 К) металлов?
4.2. Дать объяснение экспериментально наблюдаемой температурной зависимо-
сти удельного электросопротивления для металлических и полупроводниковых
магнитных материалов.
4.3. Как влияет самопроизвольная намагниченность на электрическое сопротив-
ление металлических ферромагнетиков?
4.4. Как изменяется электросопротивление металлических ферромагнетиков, на-
пример никеля, при намагничивании?
4.5. В 1ем состоит особенность эффекта Холла i м. гнетиках?
4.6. Вычислить дифференциальную термоэлектродвижущую силу для «-электрон-
ного полупроводника кремния (п—Si) с концентрацией донорной примеси
= Ю20 м 3 при 7=300 К. при расстоянии от уровня Ферми до потолка ва-
лентной зоны (Цг=—0,3 эВ) по формуле:
k
«п = ——
е
4.7. Вычислить дифференциальную термоэлектродвижущую силу для меди
(ц~7 эВ, 7=300 К, /г7=0,025 эВ, г=0) по формуле
«м
Л2Л
"зГ
kT
(/+ 1)----•
в
Дополнительная литература
4.1. Campbill Pert Л. Ferromagnetic Materials. V. 3. Ed. Wohlferth E. Korth-
HoIIand Pablishing Compani, 1982.
4.2. Яковлев 10 M„ Гендслсв С. Ш. Монокристаллы ферритов в радиоэлектро-
нике М., 1975.
4.3. Тикадзуми С. Физика ферромагнетизма Л!.. 1983.
4.4. Боровик-Романов Л С п др Магнитная свсрхвязкость/XVIIl Всесоюзная
конференция по физике .магнитных явлений. Тезисы докладов. Калинин,
1988 С 366
4.5. Туров Е. А, Гребенников В. И Магнетизм н связанные с ньм другие свой-
ства железа — роль спиновых флуктуаций. Там же С 358.
ГЛАВА 5
СВЕРХВЫСОКОЧАСТОТНЫЕ И ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
МАГНИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ
ч ^Ляопсрсдачи сверхвысокочастотных электромагнитных волн i
мо'’'оТОИ °Т ' ло ГГц применяют волноводы с круглым или при-
ем ЛЬНЫм сечепием- В волнэводе с круглым поперечным сечени-
зникают колебания, обозначаемые ТЕц (рис. 5 >,б). В пр я мо-
43
угольном волноводе с большой стороной прямоугольника, равной
d, для длины электромагнитной волны X должно выполняться сле-
дующее неравенство: d<?.<2d.
Колебания ТЕщ распространяются так, что вектор напряженно-
сти электрического поля направлен параллельно меньшей стороне
прямоугольного сечения (рис. 5.1, а). Линии напряженности маг-
нитного поля направлены перпендикулярно линиям напряженности
электрического поля (рис. 5.2) В частях / и 11 волновода векторы
напряженности магнитного поля направлены противоположно.
Рчс. 5 1. Линии на-
пряженности электри-
ческого поля в пря-
моугольном (с) и
круглом (б) волново-
дах
Рис 5.2. Линии на-
пряженности магнит-
ного поля в волново-
де
Процессом распространения волн в волноводе управляют вводя
в него магнитный материал (СВЧ-феррит) с возможно большим
удельным электрическим сопротивлением (1-Ю6 Ом-см) и с более
низкими магнитными (tgfiw) и диэлектрическими (tg 6d) потерями
(рис. 5.3).
§ 5.1. Основные СВЧ-свойства
Магнитная проницаемость магнитных материалов в СВЧ-поле
должна рассматриваться не как скаляр (как при низких частотах),
а как тензор. Тензор проницаемости магнитного материала, нахо-
дящегося одновременно под воздействием постоянного, направлен-
44
него по оси OZ и высокочастотного переменного поля, является тен-
зором второго ранга [7]:
р — j х О
(5.1)
О 0 1
Р = 1—у/ - ; km=yJ . (5.2)
<0^ — шЛ -й)2
Пктояню Верти
чально поляризован-
I на я волна
'X
Вертикаль на я
поляризация
Поворот но S"
•тратив часовен I
стрелки
аризонтальноя I
поляризация |
Поворот на SO * |
\цротив часовой
/'стрелки
^/вертикальная ।
поляризация
О Вертикальная
। поляризация
! ze5
I л
1
1/
(tiz.
. Л
to<"
ПоВорот на 30"
тратив носовой
/стрелки
''вертикальная
поляризация
'по часовой стрелке
Постоянно вертикально
оризон- поляризованная волна
спальная
поляризация
с- 5.3. Схема преобразования электромагнитной волны ферритов в волноводе
о
твои** И ~~ кРУговая частота; <ор — круговая частота прецессии элек-
orKo^e f намагниченность; у—0,22 МГц-A '-м — гиромагнитное
45
Проницаемость для волны, поляризованной по кругу с правым
вращением,
= ?---J, (5.3)
Шр — Ш
с левым вращением
fi_=l-------У--/. (5.4)
Шр -|- ы
Плоская волна, распространяющаяся в магнитном материале в
направлении ноля насыщения, распадается на правополяризован-
ную и на левополяризованную по кругу волны. Скорости распрост-
ранения этих составляющих неодинаковы из-за различия в прони-
цаемостях р+ и В результате после прохождения магнитного
материала плоскость поляризации поворачивается па тем больший
угол, чем больший пройден путь и чем больше магнитная и диэлек-
трическая проницаемости:
где v_, о+— скорости соответственно право- и левополяризованной
по кругу волн (эффект^Фарадея).
Так как v=dVецю, то (5.5) можно преобразовать:
(5‘6)
ZC
В случае слабых полей, когда (5.6) преобразуется (град/м):
Ф=-^-/iv-102. (5-7)
Электромагнитные волны сверхвысоких частот, проходящие че-
рез магнитные материалы, частично поглощаются. Наиболее харак-
терным случаем является так называемое резонансное ферромаг-\
нитное поглощение. В магнитном поле возможны лишь две ори-
ентации спиновых магнитных моментов: ps=±l/2. Различие энер-
гий этих ориентаций заключается в том, что
Д1Г=2р.//0. (5.8)
Для перевода спина на верхний энергетический уровень необ-
ходима энергия Д1Г. Эта энергия может быть передана квантами
электромагнитного поля /г&>, причем h=^=2\ksHo. Когда соблюдается
равенство (5.8), поглощение волн называют ферромагнитным рсзо-1
нанеся. Условие’ферромагнитного резонансного noi лощения запи-
сывают обычно в виде
too^Y/70, (5-9)
46
' it
a) S)
Рис. 5.4. Модель механической прецессии:
а — механический полчок как модель магнитной
прецессии; б — схема магнитной прецессии (р —
магнитный момент; Н — постоянное магнитное
поле; 6 — полярный угол. ф—азимутальный
угол; Т — отклоняющая сила)
где Vs—е/(2m) = 1,7663-10 4 Дм~1-с+1 — отношение магнитного мо-
мента к механическому. Если орбитальные магнитные моменты иг-
рают существенную роль, то резонансные условия остаются в силе,
но Тз заменяют на y=eg/ (2т), где g— фактор спектроскопическо-
го расщепления.
Одной из важнейших ха-
рактеристик ферро- и анти-
ферромагнитного резонанс-
ного поглощения является
ширина линии поглощения
АН, которая зависит от хи-
мического состава и структу-
ры магнитного материала
§ 5.2. Уравнение движения
Рассмотрим ферро- и
ферримагнетик, намагничен-
ный до насыщения в силь-
ном поле; при этом вектор
самопроизвольной намагни-
ченности Л направлен па-
раллельно внутреннему по-
лю Н в образце. При внезапном изменении направления поля Н на
некоторый угол <р вектор самопроизвольной намагниченности Js в
новое равновесное состояние переходит с замедлением. Подобно
волчку, он совершает прецессионное движение вокруг нового рав-
новесного положения. Возникновение прецессии является следстви-
ем гиротропных свойств магнетика (рис. 5.4, 5.5).
Количественно движение вектора самопроизвольной намагничен-
ности описывается системой уравнений Ландау — Лифшица [10]:
(5.10)
где Jse — самопроизвольная намагниченность подрешетки е; Нае—
эффективное поле; уе — гиромагнитное отношение; Re— релакса-
ционный член, которым учитывается затухание (необратимое по-
глощение энергии).
Эффективное поле может быть определено полной энергией маг-
нетика Е:
Н _ дЕ д_______________дЕ
ЪС~ дЕе + dr / дЦе х ’
а о --------------------I
к дг^ /
(5.11)
ная ^-^л+^обм + ^му; ЕП — зеемановская, ЕОбы— обмен-
энерги 4 — Дипольная, Ем.у — магнитоупругая, Еа — анизотропии
47
Собственные частоты колебаний и компоненты тензора магнит-
ной восприимчивости без учета поглощения энергии можно найти
из двух уравнений для проекций намагниченноеги J на оси ОХ и
OY:
— (5.12)
где а (г, /)=J(r, t)/J—вектор относительной намагниченности.
Рис. 5 5. Виды магнитной прецессии:
а — схема прецессии без затухании; б, в — схемы прецессии с затуханием
Эффективное поле магнитокристаллической анизотропии может
быть вычислено по формуле
н. <5-'3>
Для системы в координатах х, у, г, совмещенных с кристаллогра-
фическими осями <100), компоненты эффективного поля анизотро-
пии имеют вид
HsK=2KA!J\ (0.14)
где Jк — проекция вектора J на ось OXY.
В случае, когда ориентация линейно поляризованного перемен-
ного однородного магнитного поля h по отношению к равновесному
направлению вектора самопроизвольной намагниченности произ-
вольна, проекции поля могут быть вычислены по формулам:
hx — hо cos срЛ sin 0Л cos «>/,
Av=-/tosin <pfccoseftcos w/, (5.15)
hf “'^0 cos cos
где ho — амплитуда переменного поля, изменяющегося с частотой
и; (fh и 0ч — азимутальный и полярный углы вектора h (см. рис. 5.4).
48
Эффективное обменное поле может быть представлено состоя-
щим из двух компонент: пространственно однородной и неоднород-
ной. Однородная из-за пропорциональности намагниченности не
входит в уравнение движения. Неоднородная компонента выража-
ется соотношением
^o6h[/2V2J (Г,/)]//, (5.16)
где Ног,м — константа обменного поля; I—множитель с резонансно-
стыо длины.
Магнитное дипольное взаимодействие в отличие от обменного
является дальподействующим. Его можно характеризовать диполь-
ным полем Нд, которое определяется уравнением магнитостатики:
с1М7(Нд+4лЛ)=О, rotH.—0. (5.17)
Дипольное поле можно представить в виде суммы полей: одно-
родного резонанса и плоских волн с большими К, для ко-
торых граничные условия несущественны:
Нд Hatf .о+Н^/оо). (5.18)
В случае эллипсоидального образца в однородном внешнем по-
ле Но при параллельной ориентации к равновесной намагниченно-
сти
Ндк-о----4л/М(а)к=о. (5.19)
Компоненты тензора размагничивания N имеют вид
Л^==Л^=А\, Nzz-Nz, 2/Ут4-Д^ = 1.
Для больших волновых чисел К
V2Hr(/<>c) — — 4л./grad div а (5.20)
Поглощение энергии магнетиком (как действие внутреннего
трения) можно учесть введением релаксационного члена R,:
Rf=-ljX-^-, (5.21)
J dt
Где а — параметр затухания, зависящий от конкретной структуры
образца,
Для малых потерь (а<1)
Rr =—у-J X [J х Н], (5.22)
где т]=ау/. На вектор намагниченности действует сила, перпенди-
кулярная как вектору J, так и вектору [J X Н].
Таким образом, момент сил стремится возвратить намагничен-
й°сть в равновесное положение, т, е. параллельное полю J и НР.
49
Компоненты свободных колебаний таковы:
Jx=Jr exp (—t/л) cos
/y=JTexp(—t/л.) sin tont, (5.23)1
J2 =J [1 - (/T/J)2exp (-2//T)]1-'2,
где Jt — проекция намагниченности J на плоскость x, у, в момент I
/=0; т— (J/г])Нс — время релаксации системы; ац—у/1о— совет-
венная частота. Под действием вращательного момента—yJxH и I
сил трения (5.13) конец вектора J движется по спирали, постепенно I
приближаясь к равновесному положению.
§ 5.3. Ферромагнитный резонанс (ФМР)
При совпадении собственной частоты прецессии и частоты внеш-1
него возбуждающего поля имеет место резонансное поглощение I
магнетиком энергии электромагнитного поля (ФМР). Собственная
частота прецессии зависит от типа магнитного упорядочения оста-1
точной намагниченности, доменной структуры, формы образца,!
дефектности его кристаллической решетки.
Магнитную восприимчивость и резонансную частоту находят из I
динамического уравнения
— — vjxhe+— Jx— - (5.24)1
д! J ot
Для изотропного намагниченного до насыщения образца эффек-
тивное поле НЕ состоит из внешнего постоянного поля Но, перемен-
ного поля h и дипольного (размагничивающего) поля Ня, которое]
зависит от формы образца:
Н5=Н04-Нл+Ь. (5.25) j
В случае эллипсоидального образца однородное размагничи-]
вающее поле Н3=—NJ, где N — размагничивающий фактор (тен-1
зор второго ранга). Условием ФМР является равенство
ш=Тэфф^з;-
При средних полях (несколько килоэрстед) в диапазоне СВЧ
собственные частоты ФМР одноподрешеточной модели справедли-
вы для большинства монокристаллов ферритов.
Однако при более высоких частотах и сильных полях проявля-
ются «обменные» ветви колебательного спектра много подрешеточ]
ных ферритов.
§ 5.4. Спиновые волны
При абсолютном нуле температур (в основном состоянии) в про-
стом ферромагнетике все спиновые магнитные моменты параллели
ны, что соответствует максимальному значению самопроизвольной
50
намагниченности. Для цепочки из Лг спинов со значениями S каж-
дый энергия системы
Л'
6/=-2/2 SP-SP41. (5.27)
p=i
где I — обменный, интеграл, a ftSp — спиновой момент импульса в
узле кристаллической решетки с номером р.
Т^норовная прецессия Стоячая опиновая волна
А ~-0 в
а) в)
Рис. 5 6. Виды магнитной прецессии спиновых магнитных моментов в ферро-
магнитной пленке:
“Однородная прецессия; б неоднородная прецессия (стоячая спиновая полна в плен-
ке толщиной б)
Если допустить, что при нагревании намагниченность уменьша-
ется 180-градусным поворотом отдельного спина, то энергия (5.27)
пРи включенном внешнем поле увеличится до UI — UO+8IS'2. Теи
левые возбуждения значительно меньшей энергии можно образо-
ать, если допустить, что все спины повернулись па малые углы,
кие элементарные возбуждения, связанные обменными силами
^J'hoboji системы, имеют волновой характер, их называют спино-
нона волнал,и- а когда они проквантованы квазичагтицами, маг-
5 6—энеР,ИЯМи — и квазиимпульсами р»,—Лк (рис.
ки и jМагноны сходны с колебаниями кристаллической решет
| и фононами. Спиновые волны представляют собой распро-
51
странение колебаний относительной ориентации спинов в кристал-
лической решетке, аналогично упругим волнам в кристалле, обус-
ловленным колебаниями атомов относительно равновесных поло
жений — узлов кристаллической решетки.
Рис. 5.7. Бегущая спиновая волна в различные моменты времени
Дисперсионный закон для магнонов (спиновых волн) мо^Н
быть выведен следующим образом. Из (5.27) выпишем член, СВ
держащий номера р:
-2/S^S^ |-Sp+I). (5-28)
В узле р магнитный момент
^=—^8,. (5-4
Используя (5.29), запишем (5.28) в виде
-MI~2№M(S,--i+sp+1}. <5-|
52
Это выражение имеет форму
,ирВр,
где Вр— эффективное магнитное или обменное поле, которое дей-
ствует на спин с номером р:
В — [—(Sp-j ~|--Sp+1). (5.31)
Рис. 58 Стоячая спиновая волна в различные
моменты времени
импКУРСа £1вханики известно, что изменение во времени момента
на спин 3 РаВНП пРящающемУ -моменту p₽XBD, действующему
dS„
ft—=.игхВр, (5.32)
или
_dsp „
dt д ‘SpXBp^" (SpxSp_j-[-SpXSp+1). (5.33)
53
Запишем компоненты по осям декартовой системы координат:
—Y~=-r—[5p(5p_i-|“Spn) —Sp(Sp_i-|-S^4-i)];
<1/ п
+ (5.34)
dr n
~—^[Sp(S,^ + S,'.^-S'’(Srr-i + Sxpli)\.
Приведем дисперсионное соотношение для случая ориентации поля
Но в одной из плоскостей кристалла {100}, {111} или {ИО}:
и>л — {[<«//- -o>jAZz {-w//i(°) + ^2 + °Vsin2e*]X
x [«>„ —1Oj^-|-<»7/2(0)-|-£)A2j-|-wJwJ/3sin2O&sin2tf>ft}1'2. (5.35)
Спектр спиновых волн магпитоодпоосного ферромагнитного кри-
сталла имеет вид
‘°* = {[ш// — А^ + ^м/2*2-]-^ sin26fc -|-2a>acos20] х
x[<“j —jV2u)7 -|-too6M/2Z:a-J-2io„cos26] 2<oy sin20ft«>a sin20 sin2<pft]}. (5.36)
Полный спектр собственных колебаний намагниченности магпе!
тиков содержит кроме плоских спиновых волн с малой длиной вол-
ны длинноволновые магнитостатические колебания.
§ 5.5. Оптические свойства магнитных материалов
Основные оптические свойства (магнитооптические эффекты),
связанные с модулем и направлением намагниченности магнитных
материалов, проявляются при прохождении через магнитный мВ
териал (или при отражении от его поверхности) световой волны. I
На рис. 5.9 показаны принципиальные схемы наблюдения и иЯ
мерения магнитооптических свойств: а — вращение плоскости по^Н
ризации и появление эллиптичноеги линейно поляризованного све!
та, обусловленного круговым двупреломлением, т. е. различием гЛ
казателей преломления для лево- и правополяризованного по кр]Я
света (эффект Фарадея, табл. 5.2); б— вращение плоскости по^В
ризации и появление эллиптичности отраженного от поверхности
магнитного материала линейно поляризованного света при поляр-,
ном намагничивании; п —то же, но при меридиональном нам^^Н
чивании (эффекты Керра); при определенных условиях можно^И
блюдать также изменение интенсивности линейно поляризованного
света; г - изменение интенсивности и сдвиг фазы линейно поля^И
зованного отраженного света (экваториальный эффект Керра). 1
Различные магнитооптические свойства обусловлены наличиеи
кругового или линейною двупреломления света. Под действием Я
54
лы Лоренца, возникающей при движении орбитальных электронов
в магнитном поле, прецессионное движение электронов с ларморо-
вой частотой обусловливает анизотропию магнитной и диэлектри-
ческой проницаемостей магнитного материала. При намагничива-
нии магнитного материала вдоль оси 07^Магнитная ц и диэлектри-
ческая е проницаемости являются антисимметричными тензорами
второго ранга с одной комплексной недиагональной компонентой.
Магнитный материал при наличии недиагональной компоненты тен-
зора диэлектрической проницаемости называют гироэлектрически м.
Если же эта компонента отлична от пуля в тензоре магнитной про-
ницаемости, то магнитный материал называют гиромагнитным.
Магнитный материал с отличными недиагональными компонентами
в диэлектрической и магнитной проницаемостях называют бигиро-
Рис. 5 9. Ход лучей при различных магнитооптических эффектах Керра
тропным. Если бигиротропный магнитный материал намагничи-
вается вдоль оси OZ, то его тензоры диэлектрической в и магнитной
ц проницаемостей имеют вид
(е —i&M о\ / р —ipAf' 0\
ieAf е 0 1, plft=| ipAf р. 0 1, (5.37)
0 0 е0/ V 0 0 Ро'
где Af=.M|—j.M2, Д4'=ЛГ1'—iM2z— комплексные магнитооптические
параметры, которые пропорциональны намагниченности машитного
материала, a p=Ul—ip2, e=ei—ie2— комплексные магнитная и ди-
электрическая проницаемости.
Решение уравнений Максвелла
_ . сг д® * г- дВ
rot//=——, rot£ =-----------,
fit dt ’
div£_0, div2D=0,
буд D=zE, В—^Н
искать в виде плоской монохроматической волны с частотой
(5.38)
с
(5.39)
55
где а*, Р*, у* — направляющие косинуса волновой нормали; /?*=’
=п*—ik* — комплексный показатель преломления намагниченного
магнитного материала (R*szRs=n—ck при 7=0); с — скорость
света в вакууме.
При подстановке получаем систему уравнений относительно пх,
Пу, пг;
Нх- -р [В урИ + (i Мпа - 1 )Y| +
IIе 7 J
+ #x[^r-,n+— («п
L н е j*
Ну—р*Д/7 — р^7?Л|и4——(i-M/ip—1)^4“ (5.401
-4-£?,,I -^~т-^—(пр 1Л1)!1 ;
'1а* е J)
Г Е„ / •»?* V* \
. Я2-т*ДЛ/=-Д| — р—---------
z X Е \ ₽* и* /
) Л*
где
Д/У=а*//Х 4 VV/Z, ВХ^НХ
1 — е*’
Ву^хрМ’Н^у.Ну-, т = 1- Ж;
/=«. ?. т;
Из
Е2а*В*
п =--------------------------.
Я*2[е0у*2 + е (а*« 4- f*2)J
(5.41) при условии Л1<С1, ЛГ<С1 следует, что
/?*2 = eoJi0[l+y*(M 4-ЛП1,
(5.41)
где знаки плюс и минус соответствуют право- и левополяризован-
пым эллиптическим волнам. Вращение плоскости поляризации, про-
шедшей через магнитный материал < ветовой волны (эффект Ф2’
радея), пропорционально разности п+—п~ Аналогичный результат
получается для полярного и меридионального эффектов Керра. I
В оптическом диапазоне частот прозрачными являются вещее!
ва, не относящиеся к ферритам (FeBO4, FeF3). Прозрачными в ий'
фракрасном (ПК) диапазоне являются многие ферриты (Y3Fei5°>4
RT-еОз, MgFe2O4). Они обладают также намного более сильными
эффектами вращения плоскости поляризации.
Феррогранаты (типа Y3Fe5OI2) имеют окно прозрачности в Д»И
пазоне 1,1 5,5 мкм. Коэффициент поглощения у в видимом Д”1
56
Таблица 5.1. Оптические свойства монокристаллов ферритов
пазоне связан с электронными переходами, а в ИК-диапазоне —
с колебаниями кристаллической решетки. Расщепление энергети-
ческих уровней кристаллическим полем октаэдрических ионов Fe3+
феррогранагов больше, чем для тетраэдрических ионов Этим рас-
щеплением обусловлен тип поглощения на Х=1,1 мкм. Электрон-
ными переходами обусловлено одиннадцать дискретных линий по-
глощения.
Переходом электронов от ионов кис-
лорода к иону железа обусловлена об-
ласть поглощения вблизи 0,4 мкм
(2400 см"1)Поглощение на X—1,06 мкм
при охлаждении от 300 до 4,2 К умень-
шается от 80 до 1 дБ/м и обусловлено су-
жением электронных полос поглощения.
Атомным номером редкоземельного эле-
мента определяется край полосы погло-|
щения, которая также зависит от содер-
жания диамагнитных ионов, например
Ga. Поглощение в окне прозрачности за-
висит от примесей Si4+ и Са2+ и других
дефектов.
При содержании примесей около 0,004
Рис. 510. Взаимодействие
света с магнетиком: атомов на молекулу происходит компен-
1 — поглощение; 2 — вращение СЗЦИЯ Fe2+ И ИМССТ МвСТО МЗКСИМуМ ПО-
плоскости поляризации в грана-
те типа ¥зРе5О|2 в зависимости ГЛОЩСНИЯ.
от энергии фотона ддя мопокристаллов Y3Fe5OI2 МИНИ-
мальный коэффициент поглощения равен
0,03 см-1. Показатель преломления п изменяется от 2,0209 до 2,103
при Х= 1,44-5,5 мкм. При Х=0,64-1,0 мкм п—2,24-0,2.
На рис. 5.10 приведена зависимость удельного коэффициента
поглощения у и угла О в феррите Y3FsO12 в видимом диапазоне ча-
стот от энергии фотона. Эффект вращения плоскости поляризации
при проходящей электромагнитной (в том числе световой) волне
(эффект Фарадея) связан в основном со следующими механизма-!
ми: гиромагнитным, обусловленным спиновым и обменным резо-|
нансом, собственные частоты которых лежат в далекой ИК-области
и в диапазоне СВЧ; пироэлектрическим спнн-орбитальным, свя-1
занным со спин-орбитальпым расщеплением энергетических уров-
ней ионов группы железа; пироэлектрическим обменным, связанным
со спии-орбитальным расщеплением энергетических уровней ионов
группы железа; пироэлектрическим, обусловленным электронными
переходами в редкоземельных ионах, составные частоты которых
лежат в ультрафиолетовой области спектра.
Магнитное двулучепреломление в ферритах обусловлено развш
тием скоростей распространения электромат нитной волны с разнЫ'|
ми направлениями вектора электрического поля Е волны по отн°*I
шению к вектору самопроизвольной намагниченности Js. Световой!
58
поток, проходящий через феррит за счет сдвига по фазе двух пер-
пендикулярных компонентов электрического вектора Е, изменит
состояние поляризации. В табл. 5.1 приведены экспериментально
наблюдаемые оптические свойства монокристаллических ферритов
[5.1—5.9].
Вопросы и задачи
5.1. Дать объяснение экспериментально наблюдаемой зависимости удельного
электросопротивления от температуры для металлических и полупроводниковых
магнитных материалов.
52. Вычислить изменение удельного электросопротивления железа при увели-
чении концентрации точечных дефектов от 1 до 10%.
5.3. Вычислить изменение удельного электросопротивления при увеличении плот-
ности дислокаций от 10s до 10й см~2.
5.4. Определить относительную диамагнитную восприимчивость меди, если из-
вестно, что атомный номер меди 29, атомная масса 63 54, плотность 8,94 г/см3
и средний радиус орбит электронов 5 нм. При вычислениях воспользуйтесь сле-
дующими постоянными: постоянная Авогадро ЛА=6,02-1023 моль ’, заряд
электрона e=l,60-10_|s Кл, масса электрона /п=9.11 10”31 кг.
5.5. Найти относительную магнитную восприимчивость идеального газа при нор-
мальных условиях (1 ат.м, 0°С), имеющего молекулы с магнитным моментом,
характеризуемым J=1 и £=2. Объем одного моля идеального газа при нор-
мальных условиях равен 22,4 л, постоянная Авогадро NA =6,02-1023 моль ’.
Дополнительная литература
5.1. Кринчик Г. С., Четкий М. В. УФН, 1969.
5.2 Четкий М. В. и др. Квантовая электроника. М., 1978
5 3. Боярченков М. А и др Магнитные доменные логические и запоминающие
устройства. М., 1978.
5.4 . Киттель £. Введение в физику твердого тела. М., 1978
5.5 ।^атт°и К. Сверхвысокочастотные ферриты и ферримагнетики. М.,
5.6 Хек К. Магнитные материалы и их техническое применение М., 1973
5.7 . Яковлев Ю. Л1. Полнкристалли теские ферриты: Монокристаллические фер-
ритовые материалы//Справочник по электротехническим материалам. Л ,
1988. Т. 3. С. 156—180
5.8 . Моргснталер Ф. Р. Электромагнитные и спиновые волны в ферритовых
средах//Груды инженеров по электротехнике н радиоэлектронике М 1988
Т. 76-2 С 50 -64
К°тов В. 4 Магнитооптика тонких пленок М., 1988 С. 190
' ' *емокритов С. О. и др ФМР и фазовая диаграмма 20-феррамагнетнка
Тезисы доклада. Калинин. 1988 С. 455
. многим В, Т., Дсдук Л. М. Никитенко В. И. Спектр спиновых волн в
елоховской стенке. Тезисы докладов. Калинин, 1988 С. 690.
ГЛАВА 6
ХИМИЧЕСКИЙ СОСТАВ И ОСНОВНЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ ФАКТОРЫ,
ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙ! ГВА
МАГНИТНЫХ МАП РИАЛОВ
де1„НИТ11ьте 11 электрические свойства магнитных материалов опре,
эле1л°1СЯ ИХ электР0НИ°й структурой, энергетическим спектром
Г ронов. Электронная структура ф пмируется главным образом
59
электронами внешних электронных оболочек атомов, входящих в
химический состав магнитных материалов. Формирование же элек- I
тронной структуры зависит от условий, в которых происходит про- I
цесс изготовления магнитных материалов, т. е. от технологических I
режимов кристаллизации из расплава, рекристаллизации в твердой I
фазе, спекания (для порошковых материалов) и режимов терми- I
ческой и других обработок. Существенное влияние на свойства I
магнитных материалов оказывают дефекты кристаллической ре- 1
щетки, возникающие при технологических операциях.
§6 1. Основной и примесный химический состав
Свойства магнитных материалов зависят от их химического со- I
става. Полный химический состав материалов можно представить (
состоящим из основного состава и примесей. Поскольку влияние
этих частей химического состава па свойства магнитных материа-1
лов различно, рассмотрим их отдельно. Основной оптимальный хи-
мический состав устанавливается экспериментально и поддержива-1
ется при производстве магнитных материалов с достаточной точ-1
ностью. Самопроизвольная намагниченность и температура Кюри |
определяются основным химическим составом магнитных материа-1
лов.
При конденсации в твердую кристаллическую фазу атомные маг-1
нитные моменты могут изменяться, но эти изменения малочувстви-
тельны к изменениям структурных факторов. Обменное взаимодей-1
ствие из-за большого значения энергии структурно малочувстви-|
тельно, вследствие чего температура Кюри и самопроизвольная
намагниченность в подавляющем большинстве случаев зависят от
основного химического состава однозначно. В табл. 6.1 приведены;
магнитная индукция насыщения Bs, характеризующая самопроиз-1
вольную намагниченность, и температура Кюри некоторых основ-
ных магнитных материалов.
Из таблицы видно, что в зависимости от химического состава
магнитная индукция насыщения и температура Кюри магнитных
материалов могут изменяться почти на порядок. Такая зависимость,
магнитной индукции насыщения магнитных материалов от их хи-
мического состава обусловлена разнообразием в строении электрон-
ных оболочек, а по зонной теории — различными условиями обра-
зования энергетического спектра электронов. Индукция насыщения
численно равна самопроизвольной намагниченности магнитных ма-
териалов.
В результате обменного взаимодействия нескомпенсированных
по магнитному моменту электронов наибольшая самопроизвольна?
намагниченность Д появляется у железа и сплавов железа с кобаль'
том, например у пермендюра, причем Д этого материала больнч
чем у железа. Таким образом, J- пермендюра при комнатной темпе-
ратуре является наибольшей среди всех известных магнитных м3'
60
териалов, что обусловлено спецификой обменного взаимодействия
и перераспределения электронов при образовании кристалла пер-
мендюра. Однако при низких температурах самопроизвольная на-
магниченность редкоземельных металлов (гадолиния, гольмия,
диспрозия) выше, чем у пермендюра.
В многокомпонентных магнитных материалах, включающих
атомы с нулевым или малым магнитным моментом, самопроизволь-
ная намагниченность меньше, чем в однокомг.онентных. Компонен-
ты с нулевым атомным моментом в сплаве оказывают существен-
ное влияние на другие магнитные свойства. Например, присадка
молибдена в железоникелевый сплав сопровождается не только
уменьшением самопроизвольной намагниченности, что для этого
сплава само по себе нежелательно, но и вызывает резкое увеличе-
ние магнитной проницаемости.
Таблица 6.1. Магнитная индукция насыщения и температура Кюри магнитных
материалов
Материал Химический со- став (основной) Магнитная ин- дукция насыще- ния В*. Тл Температура Кюри 7^, QC
Железо 99,9 2,15 769
Никель 99.0 0,61 358
Кобальт 99,1 1,79 1120
Никель — железный сплав 79, 16, 4 0,80 400
Кремнистое железо 3,0 2,0 700
Желсзокобальтовый сплав 50+50 Со 2.45 980
Феррит ппкелытинковый 12, 22 0,32 150
66
Температура Кюри численно определяется по энер1 ии обмен-
ного взаимодействия, которая зависит от состава магнитных ма-
териалов. Для других свойств магнитных материалов (кривой на-
магничивания, магнитной проницаемости, коэрцитивной силы) уста-
новление диаграмм состояния, однозначно связывающих химиче-
ский состав со свойствами, без указания дополнительных факторов
• например, технологии изготовления) оказывается невозможным
Примесный химический состав определяется условиями опти-
мальной технологии производства каждого вида магнитных мате-
риалов. Будучи специально введенными, примеси оказывают в не
которых случаях большое или даже определяющее влияние на
свойства магнитных материалов. Если примесный агом внедряется
кристаллическую решетку, то возникают напряжения (радиаль-
ное сжатие и окружное растяжение). Значения энергий этих на-
ряжений могут достигать 0,5 эВ Вблизи замещающих атомов
РИМесей, когда размер примесного атома болгше размера ат< мов
грицы, в кристаллической решетке возникают напряжения ра
61
диальнэго сжатия. При обратном же соотношении размеров воз-
никают напряжения радиального растяжения.
Напряжения, возникающие в кристаллической решетке около
примесных атомов, вызывают изменения в магнитоупругих взаимо-
действиях, что, в свою очередь, может привести к значительным
изменениям свойств магнитных материалов. Кроме упругих влия-
ний возникает неравномерное распределение электронной плотно-
сти в кристаллической решетке магнитных материалов.
Влияние примесей на магнитные свойства определяется не
только процентным содержанием каждо"’ примеси, но и относитель-
ным содержанием других примесей. Изучение влияния малых при-
месей затруднено тем, что для определения малых количеств этих
примесей в магнитных материалах пока еще нет удовлетворитель-
ных методов. Определение же суммарного процентного содержания
примесей в магнитных материалах во многих случаях не имеет
смысла, поскольку некоторые примеси не оказывают никакого влия-
ния на магнитные свойства материалов. Например, медь при
1%-ной концентрации или фосфор при меньшей концентрации не
оказывают практически никакого влияния на магнитные свойства
железа. Однако примеси могут взаимодействовать с дефектами
кристаллической решетки и тем самым влиять на свойства магнит-
ных материалов. Они могут служить также стоками вакансии На
примесях могут начинаться (кончаться) дислокационные линии Та-
ким образом, примеси могут облегчить работу дислокационных
источников типа Франка — Рида и способствовать повышению пла-
стичности магнитного материала. При определенной структуре дис-
локации примеси могут тормозить движение дислокации и таким
образом ухудшать пластичность.
§6 2. Кристаллическая структура
В подавляющем большинстве магнитные материалы являются
кристаллическими. Только в последнее время разработаны также
и аморфные магнитные материалы. Магнитные материалы с кри-
сталлической структурой состоят из одного или множества кри-
сталлов или зерен, которые разделяются межзеренными границами.
В первом приближении каждый отдельный кристалл можно рас-,
сматривать как трехмерное образование из тождественных единич-
ных (элементарных) ячеек, каждая из которых содержит одинако-
вое количество атомов или ионов. Единичные ячейки образуют
периодическую пространственную решетку, г. е. каждая частида
совмещается с одинаковой частицей при перемещении на расстоя-
ние
г =la \-mb-[-nc, (6.11
где д, Ь, с —основные периоды решетки, а I, т, п — целые числа.
62
Металлические магнитные материалы кристаллизуются, как
правило, или в объемно-центрированную кубическую, или в гране-
центрированную, или в гексагональную плотноупакованную решет-
ку. Тип и параметры решетки обусловлены электронной структурой
атомов. Полупроводниковые магнитные материалы имеют ионную
кристаллическую решетку.
Магнитные материалы обладают магнитокристаллической ани-
зотропией. Одним из следствий анизотропии магнитокристалличе-
ского взаимодействия является различие магнитных свойств мате-
риалов при намагничивании в различных кристаллографических
направлениях.
Многие магнитные материалы являются поликристаллическими,
причем зерна могут иметь размеры от микрометров до сантиметров.
Если в зернах поликристаллического магнитного материала рас-
пространение кристаллографических осей и плоскостей изотропно,
то суммарные объемы зерен всех ориентаций равны между собой,
т. е. 7i=V/i, где V',-, Ел — суммарные объемы соответственно i-й и
й-й ориентаций.
Если объемы зерен различных ориентаций не равны, имеет ме-
сто кристаллографическая текстура (Ei=#Vfc). Количественной ха-
рактеристикой кристаллографической текстуры обычно является
относительный суммарный объем зерен с преимущественной ориен-
тацией: mi=V;/V, где V—полный объем поликристалла. Если все
tni=mh, то кристаллографическая текстура отсутствует. Макси-
мальная текстура характеризуется равенством Ег=Е, что соответ-
ствует монокристаллу.
Основными способами создания кристаллографической тексту-
ры являются пластическая деформация и термическая обработка,
особенно при наличии температурного градиента.
Кристаллографическая текстура определяется оптическими,
рентгеновскими и магнитными методами.
§ 6.3. Дефекты кристаллической решетки
По современным представлениям физики твердого тела все так
называемые структурно чувствительные свойства кристаллических
материалов, в том числе и магнитных материалов, существенно за-
висят от наличия в них дефектов кристаллической решетки. Важ-
нейшие свойства магнитных материалов (магнитная проницаемость,
крчвая намагничивания), как правило, в большей степени обуслов-
леНыо дефектами кристаллической решетки, а не химической при-
родой кристаллов, геометрией их решеток или другими характери-
стиками, которые могут быть лишь объектами, подвергающимися
искажениям Например, максимальная проницаемость железокрем-
чстых сплавов с решеткой объемно-центрированного куба в за-
исимости от структуры дефектов может быть в 10 раз больше или
63
меньше, чем ее значение у железопикелевых сплавов с решеткой
гранецентрированного куба.
В магнитных материалах, как и во всех кристаллических телах,
всегда существует значительное количество точечных дефектов,
примесных и межузельных атомов, что соответствует уменьшению
свободной энергии кристалла из-за увеличения конфигурационной
энтропии S. Свободная энергия кристалла может быть представ-
лена формулой
F=U-TS=nEs-kTln Л\- — . <6-2)
(У — л)! nl
где B's — энергия, требующаяся для того, чтобы удалить атом от
узла решетки внутри кристалла и перенести его в какой-то узел на
поверхности (энергия образования вакансий); п—число вакансий;
N — число атомов в кристалле;--——--—число способов, кото-
(N — п)! и!
рыми атом может выйти из кристалла; k — постоянная Больцмана.
Решением задачи на минимум получаем равновесное число вакан-j
сий:
., —г цы)
п Ne ь
(6.3)
Аналогичный расчет применим и к другим точечным дефектам.
Однако энергия образования вакансий значительно меньше энер-
гии обравовапия других точечных дефектов. Например, для меди
энергии образования вакансий и межузельных атомов соответст-
венно равны 1 —1,2 эВ и 5,1—6,1 эВ.
Структура дефектов кристаллической решетки изменяется поч|
ти при всех видах технологических операций в производстве маг-
нитных материалов. При кристаллизации слитка возникают дисло-
кации (линейные дефекты) различных типов (краевые, винтовые,
частичные) и неравновесные точечные дефекты (вакансии, меж-
узельные атомы).
Пластическая деформация — это процесс, механизм которого!
сводится к возникновению и перестройке дефектов различных ти-1
пов. При движении дислокаций, обусловливающем пластическую
деформацию кристалла, происходят дислокационные реакции, со-
провождающиеся возникновением точечных дефектов.
При термической обработке с увеличением температуры крЯ
стаяла равновесное количество термодинамически устойчивых И
фекгов увеличивается, поэтому при охлаждении кристалла с повЯ
шенной скоростью фиксируется избыточное неравновесное количе-
ство дефектов Охлаждение от высоких температур вследствие ани
зотропии термического расширения, как правило, сопровождает®
пластической деформацией внутри зерен. Температурные и копире
трационные градиенты отжига могут явиться источниками ДнСЯ
каций. При повышенных скоростях охлаждения могут возникав
64
возбужденные состояния электронов, которые характеризуются
другими значениями магнитных моментов. Это одна из возможных
причин изменения магнитных свойств, в том числе и самопроиз-
вольной намагниченности.
При фазовых превращениях в результате диффузионных и без-
диффузионных процессов также возникают различные дефекты кри-
сталлической решетки. Я.черные и электронные облучения могут
вызвать изменение структуры дефектов кристаллической решетки
магнитных материалов. Эта структура дефектов сложным образом
взаимодействует с примесями, всегда имеющимися в магнитных
материалах.
Образование дефектов сопровождается возникновением упругих
напряжений кристаллической решетки. Основной причиной появ-
ления этих напряжений является изменение электронной структуры
вблизи дефекта. Образование вакансий в металлическом кристалле
может происходить несколькими способами:
1) ион удаляется из узла, а заряд этого иона равномерно «раз-
мазывается» по всей решетке для сохранения нейтральности.
В кристалле возникает незанятый узел (вакансия) с избыточным
отрицательным зарядом. Электронный газ будет отталкиваться от
этого заряда, пока не произойдет некоторая компенсация. Прибли-
женный подсчет показывает, что изменение энергии при этом Е\ —
=0,57 Ер, где Ер-—энергия Ферми;
2) ион помещается на поверхности кристалла. При этом проис-
ходит увеличение объема, т. е. уменьшение плотности электронного
газа. Изменение кинетической энергии электронного газа Е2=
=2/ЗЕ₽.
При образовании вакансий из-за релаксации се окружения энер-
гия уменьшается: Е3— О.ЗЕг- Полная энергия вакансий Е=Е] +
+Е2+Е3 Определение энергии образования вакансии производят
косвенным путем, например по измерению коэффициента диффу-
зии. Равновесная концентрация вакансий в меди ври комнатной
температуре
n/N=e
Эта величина столь мала, что ее нельзя обнаружить современными
физическими методами. При температуре же 1000°С равновесная
концентрация увеличивается до 10А При быстром охлаждении
(закалке), если время закалки меньше среднего времени, за кото-
рое вакансии доходят до стоков, вакансии будут застревать в кри-
ст а.т.те.
Поле упругих напряжений, возникающее вблизи дислокаций,
ожет быть представлено для винтовой дислокации как
ГЪ г
а = Gb: Г,
где G ~ модуль сдвига; b — модуль вектора Бюртерса; г - Г< сстоя
ние о г оси винтовой дислокации.
3 — Мишин Д Д.
65
Для краевой дислокации
____ Gb_______х (х2 — у2)
°ху~ 2л (1 — р.) г*
(6.5)
где р,— коэффициент Пуансона; аху— сдвигаемое напряжение дис-
локации в плоскости XOY.
Энергия этих упругих полей дефектов на единичной длине дис-
локации может быть вычислена по формуле
4-т (I— И) го
(6.6)
где г0 — размер ядра дислокации. Для расстояний г, меньших г0,
линейная теория упругости неприменима. Для средних значений
плотностей дислокации энергия дислокации имеет порядок 5 эВ на
одну атомную плоскость.
В магнитных материалах всегда имеются примесные атомы, ко-
торые взаимодействуют с дислокациями. Упругая энергия этого
взаимодействия равна работе, необходимой для замещения или
внедрения примесного атома в упругонапряженном поле дислока-
ций.
В случае краевой дислокации работа замещения имеет вид
fi —Сзц
Gb
л(1 — р.)
sin 6
г
(6.7)
— sin 0,
г
где С~т3£; г — координата атома; 0 — угол в плоскости, перпен-
дикулярной линии дислокации, между направлением на примесный
атом от линии оси дислокации и направлением сдвигового напря-
жения; A — aGbr^t, — атомный радиус основных атомов матрицы;
§— относительное изменение объема; г{ — радиус примесного ато-
ма; а — коэффициент (порядок единицы). В зависимости от соот-1
ношения величин Г\ и г0 значение g положительно или отрицатеЛ
но и, следовательно, примесные атомы с радиусом, большим рЯ
мера атома матрицы, стремятся замещать атомы основы в растяч
нутой области. При обратном же соотношении этот процесс проис-
ходит в сжатой области. Если гх — г0, то упругого взаимодействия
не происходит. Примесные атомы, внедряющиеся в кристалличе^М
решетку матрицы, взаимодействуя с дислокациями, стремятся®
растянутую область. С повышением температуры скопления примеИ
ных атомов вблизи дислокации могут рассеиваться.
Ноля напряжений, создаваемые дефектами кристаллической
решетки, взаимодействуют с магнитоупругими полями доменной
структуры. Многие свойства магнитных материалов определяются
в значительной степени этими взаимодействиями.
66
§ 6.4. Макроскопические дефекты
ЛУакроскопические дефекты и включения в магнитных материа-
лах разнообразны. Это поверхности материала, включения других
фаз в матрице основного состава и поры различного происхож-
дения.
Поверхностная энергия кристаллических тел из-за существова-
ния дальнего порядка зависит от направления о=с(п), где п —
нормаль к поверхности кристалла. Следствием этого обстоятель-
ства является отличие естественной формы (огранки) монокристал-
лов, при которой поверхностная энергия минимальна, от сфериче-
ской, обладающей минимумом поверхности. Таким образом, в кри-
сталлических телах минимум поверхностной энергии и минимум
поверхности осуществляются несовместно.
Равновесная форма поверхности кристалла z=z(x, у) опреде-
ляется условиями;
[ | a (rz)dS — min,
(6.8)
| I z(x, z/)djcdz/^const.
Эти условия записывают также в виде
V (a,Sx- — min,
З1 , (6-9)
> S Z.. =const,
где о„ Sf —поверхностная энергия и поверхность г й грани; ah и
Lk — «линейная» энергия и длина k-ro ребра.
Из этих условий следует, что минимуму поверхностной энергии
соответствует форма, состоящая из плоских граней с малыми ин-
дексами, плотно заселенных атомами, причем грани пересекаются
не под острыми углами, а соединены закругленными участками.
Наличие неравновесных плоскостей в кристалле является своеоб-
разным макроскопическим дефектом, созданным, например, про-
каткой Или шлифовкой. При нагревании, когда создаются условия
диффузии, поверхность кристалла приближается к равновесной
путем образования ступенек.
Макроскопические дефекты типа трещин могут возникать в маг-
чес'1ЫХ матеРиалах при их пластическом деформировании. Пласти-
чное деформирование сопровождается перемещением дислокации
ст^юскостях скольжения, благодаря чему взаимное смещение ча-
сдви гтТаЛла можег осуществляться по схеме незавершенного
га- Перемещение дислокаций может быть заторможено также
Чений^с14”11 пРепятстП1,й; границ зерен, мозаичных блоков, вклю-
pVlJ ению °ПЛепие Дислокаций может привести к локальному раз-
3‘
67
Вблизи дислокационных линии могут возникнуть скопления из
вакансий или примесных атомов. При значительных концентрациях
таких скоплений могут образоваться макроскопические каверны.
Макроскопические дефекты могут образовываться также вследст-
вие диффузионной сегрегации, обусловленной самодиффузиоцным
потоком вакансий.
На макроскопических дефектах, как правило, имеют место раз-
рывы непрерывности самопроизвольной намагниченности, образу-
ются магнитные заряды, которые оказывают существенное влияние
иа многие свойства магнитных материалов [6.1J.
§ 6.5. Доменная структура
Самопроизвольная намагниченность Л обусловлена электроста-
тическим обменным взаимодействием электронов в магнитных ма-
териалах. Минимуму энергии обменного взаимодействия WZO6m со-
ответствуют параллельная (ферромагнетизм), антипараллельная
(ферримагнетизм), веерообразная или другая упорядоченные ори-
ентации спиновых магнитных моментов электронов. Возникновение
выделенных направлений в ориентации спинов и означает, что са-
мопроизвольно, т. е. без действия внешнего магнитного поля, об-
разуется намагниченность Д. Однако опыт показывает, что в маг-
нитных материалах .магнитоупорядоченное состояние, однородное
по всему объему, наблюдается только в специфических условиях:
а) когда магнитный материал находится под действием внеш-
него сильного поля /7;
б) когда магнитный материал с большой коэрцитивной силой
находится в остаточно намагниченном состоянии;
в) когда магнитный материал представляет собой совокупность
малых однодоменных частиц с осями легкого намагничивания, на-
правленными вдоль вектора поля.
Во всех этих случаях намагниченность / равна самопроизволь-
ной намагниченности J&. Несмотря на то что энергии магнитокри-
сталлического (IVм.кр), магнитоупругого (U7M.ynp) и магнитостатиче-
ского (W\,) взаимодействий в сравнении с обменным (UZo6m) имеют
значительно меныние (в десятки и сотни раз) значения, все же, как
показывает эксперимент, даже в бездефектном кристалле имеет
место локальное (в малых объемах) нарушение магнитоупорядо-
ченного состояния при температурах, намного меныпих температу-
ры Кюри.
Дефекты кристаллической решетки (дислокации, точечные де-
фекты, включения), всегда существующие в реальных магнитных
материалах, являются дополнительными источниками нарушения
однородности самопроизвольной намагниченности. В результате
возникает то или другое распределение самопроизвольной намаг-
ниченности Д по объему магнитного материала, соответствующе^
минимуму суммарной энергии W:
68
vvz=wzo6M+^.sp+^M.yiiP+iru.
(6.10
Следует отметить, что обменное взаимодействие является близ-
кодействующим, а магнитные взаимодействия (магнитокристалли-
ческое, магнитоупругое и магнитостатическое) — далыюдействую-
щими. Это различие во взаимодействиях электронов определяет
специфику распределения самопроизвольной намагниченности по
объему магнитного материала.
Распределение самопроизвольной намагниченности в магнитных
материалах имеет вид так называемой доменной структуры или
структуры областей самопроизвольной намагниченности. Совокуп-
ность доменов и междоменных границ составляет доменную струк-
туру магнитного материала. Взаимодействием этой структуры с де-
фектами кристаллической решетки и с макроскопическими дефек-
тами в конечном счете определяются все структурно-чувствитель-
ные свойства магнитных материалов.
Векторы самопроизвольной намагниченности доменов направ-
лены вдоль осей легкого намагничивания. В случае магнитоодно-
осного кристалла, когда имеется только одна ось легкого намагни-
чивания, в размагниченном состоянии весь объем кристалла разбит
только на две группы доменов. Направления векторов самопроиз-
вольной намагниченности в этих группах доменов противоположны.
Каждую из этих групп доменов называют магнитной фазой. Коли-
чественной характеристикой магнитной фазы является относитель-
ный объем n,= Vi/V, где Vi — объем кристалла, занятый i-й фазой;
V — весь объем кристалла. В случае размагниченного одноосного
кристалла фаза п,—,7,—1/2, где щ магнитная фаза с противо-
положным направлением по отношению к вектору фазы щ.
В случае магнитных материалов с тремя осями легкого намаг-
ничивания (материалы с кристаллической решеткой объемно-цен-
трированного куба Fe, FeSi и др.) максимальное число магнитных
фаз будет равно шести: пь й|, н2. «2. пз, йз. В размагниченном изо-
тропном состоянии Л|=гёь п?=п2, п3—п3. В размагниченном со-
состоянии магнитного кристалла могут быть и другие соотношения
фаз. Магнитные материалы с кристаллической решеткой гранецеи-
трнрованного куба (например, железоникелевые сплавы) имеют
четыре оси легкого намагничивания. Возможное количество маг-
нитных фаз в таких материалах равно восьми.
Если в размагниченном состоянии (т. е когда nt —«,) окажется,
что то имеет место так называемая магнитная текстура в
магнитном материале. Магнитная текстура может быть создана
Упругими напряжениями, термомагнитной и термомеханической об-
работкой материала. Магнитная текстура во многих случаях яв-
,Яетси следгтвнем кристаллографической текстуры. Опа может ока-
вать влияние на магнитные свойства, особенно на начальную и
_ ксимальную проницаемости материала В состоянии, когда имеет
Г то остаточная намагниченность хотя бы для некоторых i-x фаз.
69
n^Hi. Могут быть случаи, когда tii—rih. Однако этот последний
случай обычно не называют Mai ниткой текстурой магнитного ма-
териала, поскольку после сведения остаточной намагниченности к
нулю, т. е. после размагничивания, снова наступает равенство маг-
нитных фаз.
Рис. 6.1 Схематическое изо-
бражение доменной струк-
туры одноосного ферромаг-
нетика
Эксперимент показывает, что само-
произвольная намагниченность в маг-
нитном материале обычно имеет слож-
ное распределение: магнитный мате-
риал как бы разбит на множество об-
ластей— доменов, в каждой из кото-
рых самопроизвольная намагничен-
ность Л однородна и направлена ио
одной из осей легкого намагничивания.
Домены имеют определенную форму,
размеры и граничные поверхности.
В каждом реальном магнитном .ма-
териале образуется та или другая кон-
кретная доменная структура. Совокуп-
ность доменов, векторы которых на-
правлены по одной и той же оси легкого намагничивания, называ-
ют магнитной фазой. В магнитоодноосных кристаллах, таких, как
кобальт, имеется только две антипараллельные магнитные фазы,
векторы Js в которых направлены по гексагональной оси с. В же-
лезе и кремнистом железе, имеющем три оси легкого намагпичи-
Рис. 6.2. Доменная струк-
тура на поверхности {001}
кристалла FeSi
Рис. 6.3. Схематическое изобра-
жение замкнутой доменной струк-
туры
вания <100>, <010> и <001>, могут существовать три, а в никеле —
четыре оси легкого намагничивания типа <111>: четыре пары а нт (Я
параллельных магнитных фаз.
На рис. 6.1 схематически представлена доменная структура .маг-
иитоодноосного материала. Основная доменная структура пред-
ставляет совокупность доменов в виде полос. В соседних доменах
70
самопроизвольная намагниченность направлена антипараллельно.
Наряду с основными доменами наблюдаются домены меньшего
размера, вектор самопроизвольной намагниченности в которых на-
правлен антипараллельно намагниченности основного домена. Эти
домены малого размера замыкают частично
(иногда полностью) магнитный поток и таким
образом уменьшают плотность магнитных за-
рядов, уменьшая тем самым магнитостатиче-
скую энергию основного домена Поэтому их
называют замыкающими доменами.
На рис. 6 2 приведена доменная структура
кремнистого железа, наблюдаемая на поверх-
ности, совпадающей с кристаллографической
плоскостью типа {001}. Здесь видны домены с
направлением вектора J, по двум кристалло-
графическим осям типа <100>. На рис. 6.3 при-
Рис. 64 Магнито-
стрикционная дефор-
мация замыкающих
доменов
ведена схематически доменная структура с магнитнозамкнутым
потоком в магнитотрехосном материале. Направление вектора Js в
замыкающих доменах перпендикулярно вектору Js в основных до-
менах. Из-за магнитострикции замыкающие домены обусловлива-
ют магиитоупругие напряжения и деформацию, показанную штри-
ховой линией на рис. 6.4. В монокристаллах кремнистого железа с
небольшим отклонением их внешних поверхностей от кристалло-
графической плоскости типа {100} возникают замыкающие домены
в виде «елочек» (рис. 6.5). Направление векторов Js в «ветвях»
елочки перпендикулярно Js основных доменов.
а)
Рис. 6.5. Замыкающие домены типа «елочка» (а) и доменная структура (6) на
поверхности FeSi, немного отклоняющейся от плоскости {001}
Внутренние упругие напряжения вызывают искажение доменной
РУКтуры. При больших внутренних напряжениях домены могут
Вринять сложную неправильную форму (рис. 6.6). Наличие цара-
и на поверхности магнитных .материалов приводит к возникни
ию сложной структуры доменов (рис. 6.7). Аналогичные явле-
71
ния наблюдаются при пластической деформации магнитных мате-
риалов. В поликрисгаллических магнитных материалах каждое
зерно имеет свою доменную структуру, по виду которой во многих
случаях можно определить ориентацию зерна. На использовании
Рис. 6.6. Доменная структура при
хаотическом распределении внут-
ренних напряжений
Иппапина
Рис. 6 7. Доменная структура,
возникшая вблизи царапины на
поверхносш {100} Fe— 3% Si
кристалла
этого свойства основана магнитная металлография. Доменные
структуры соседних зерен сочетаются таким образом, что магнит-
ные заряды на границах имеют минимальную плотность. Иногда
возникают домены, общие для соседних зерен (рис. 6.8).
Рис 6.8 Схематическое
представление доменной
структуры поликристал-
ла
Рис 6.9. Свободные по-
люсы и доменная струк-
тура вблизи сферических
включении
Вблизи включений немагнитных фаз или фаз с другими кон-
стантами k, к возникает специфическая доменная структура
(рис. 6.9).
72
§ 6.6. Междоменные границы
в одном домене до навравле-
Рпс. 6.10. Изменение ориентации
спиновых магнитных .моментов в
доменной границе
При возникновении доменов в магнитных материалах образуют-
ся междоменныс границы. Эти границы представляют собой пере-
ходный слой конечной толщины, в котором ориентация спиновых
магнитных моментов (ориентация самопроизвольной намагничен-
ности) изменяется от их направлена
ния самопроизвольной намагничен-
ности в другом, соседнем домене.
В простейшем случае междомепная
граница разделяет два домена с ан-
типараллельными векторами /8
(180-градусная граница) (рис. 6.10).
В объемах этих доменов самопроиз-
вольная намагниченность однородна,
следовательно, выполняется условие
минимума обменной энергии и энер-
гии магнитокристаллической анизо-
тропии.
Внутри доменной границы проис-
ходит поворот вектора самопроиз-
вольной намагниченности от положительного до отрицательного на-
правления. что нарушает однородность самопроизвольной намагни-
ченности. Из-за отклонения спиновых магнитных моментов увели-
чение обменной энергии можно оценить по формуле
2 IV,
а ъ
(6.11)
где / — обменный интеграл; N— число атомных слоев в доменной
границе; Wa— энергия обменного взаимодействия между t-м и /-м
спинами; S— спин; а—параметр кристаллической решетки. Если
углы .между соседними спиновыми магнитными моментами велики
(близки к 180°), то значение ДВ7ог>м очень велико. Отсюда следует,
что скачкообразное изменение ориентации спиновых магнитных мо-
ментов энергетически невыгодно.
При уменьшении углов ф,- значение А^обм вследствие квадратич-
ной зависимости резко уменьшается. Но уменьшение углов ф< тре-
бует увеличения толщины междоменного граничного слоя. Таким
образом, можно допустить, что увеличение плотности обменной
энергии пропорционально обменному параметру и обратно пропор-
ционально ширине междомепной границы б (см. рис. 6.10), т. е.
обм * • (6.12)
аь
Однако увеличение ширины меж доменной границы сопровождается
увеличением объема магнитного материала, в котором спиновые
73
магнитные моменты — векторы самопроизвольной намагниченно-
сти— отклонены от направления осей легкого намагничивания. Это
приводит к возрастанию энергии Д1^Мкр магнитокристаллической
анизотропии в доменной границе. Можно считать, что
LWMJ<v=KNa=K^ (6.13)
т. е. минимизация энергии магнитокристаллической анизотропии
требует в отличие от (6.12) уменьшения ширины междоменной гра-
ницы (здесь — константа магнитной анизотропии). Реальная ши-
рина междомепной границы будет определяться минимумом сум-
марной энергии доменной границы:
Г Jr=2^214-^=0, (6.14)
гР аъ ' <16 ат ’
где у —плотность граничной энергии. Отсюда равновесная ширина
междоменной границы с точностью до постоянного коэффициента
имеет вид
8 =л 1 ' — . (6.15)
I Ка 1
Приближенность (6.15) связана главным образом с предположе-
нием о равномерном повороте вектора самопроизвольной намагни-
ченности в доменной границе. Подставляя б из (6.15) в (6.14), на-
ходим
у=2л]/ (6.16)
г а
Для точного расчета ширины междоменной границы и плотно-
сти ее энергии необходимо развитие квантовой теории доменных
границ. Из формул (6 15) и (6 14) видно, что ширина 6 и плотность
энергии доменной границы зависят от основных параметров магнит-
ного материала: его обменного параметра А и константы магнито-
кристаллической анизотропии К. Числовые оценки показывают, что,
например, для железа при комнатной температуре Л == 1 • 10Дж^И
К — 4.6-104 Дж/м3, у=2- 10~s Дж/м2 (2 эрг/см2), 6=0,5- 1Q-7 м. 11
Междоменные границы характеризуются не только шир той Я
плотностью энергии, но и их кристаллографической ориентацией
а также относительной ориентацией векторов самопроизвольной
намагниченности J51 и Js2 соседних доменов.
В магнитоодноосных материалах, например в кобальте без де-|
фектов кристаллической решетки могут существов готько
180°-доменные границы, которые разделяют домены с антипараЛ' I
дельной намагниченностью В магнитных материалах с объемно-
центрированной решеткой, например в железе и кремнистом же-пе'
зе, где имеются три оси легкого намагничивания типа <100), наблю-I
даются 180"- и 903-доменные границы. В никеле, кристаллизуюше,|||
ся в грапецептрированную кубическую решетку и имеющем четыре
оси легкого намагничивания типа <111), наблюдаются 180°, 109,5 и
70,5°-доменные границы. Обнаружены магнитные материалы с маг-
нитной анизотропией типа «легкий конус» и «легкая плоскость» со
специфической доменной структурой.
В магнитных материалах с малой плотностью дефектов кристал-
лической решетки доменные границы имеют плоскую форму и ори-
ентированы по тем или другим кристаллографическим плоскостям.
Например, в железе и кремнистом железе 180°-доменные границы
могут быть ориентированы как по плоскостям типа <100>, так и
по плоскостям типа <110>.
Если плотность дефектов кристаллической решетки значитель-
на, то наблюдается искривление доменных границ.
При неплоской форме доменных границ возникают магнитные
заряды, которые увеличивают плотность граничной энергии у за
счет магнитостатической энергии.
При определении ширины 6 и плотности энергии у доменных
границ в магнитных материалах с большой магнитострикцией не-
обходимо учитывать магнитоупругую энергию lFM.ynp. Для 180°-до-
менной границы в кубическом кристалле, ориентированной по кри-
сталлографической плоскости типа <Ю0>, компоненты тензора маг-
нитострикционной деформации
у у „ '400 г >
z Сц т 2С12
______3 л б~п -|- С12 _
” ' 2 109 Сп + 2С12 ’
(6.17)
£ -== — £ ==П
ху ~yZ zx
где ).1М— магнитострикционная константа; Сн, С12 — упругие мо-
дули. Магнитоупругая энергия П7му1ф может быть определена фор-
мулой
МГм.упр= * (Сн-CjJlioosin2?, (6.18)
где ср—ориентация доменной границы. Плотность энергии междо-
ментюй границы и ее ширина могут быть определены по следую-
щим формулам:
У=2/Д/С./1 ДР 1
^arcshl
в I I* .
(6.19)
/И
8 =----— arc sh
9 1А(1+Р)
С,2)21()0; ц'—ц/(1 + Р); и параметр, зависящий
Цы ^5|ИсталлогРаФической ориентации и междоменной грани-
75
В случае 90 -междомепных границ в магнитном материале с
кубической решеткой, с тремя осями легкого намагничивания из-за
магнитострикции каждый из доменов стремится удлиниться на
Хюо вдоль направления намагничивания и сжаться на л/2 в попе-
речном направлении. Каждый из 90°-доменов испытывает сжимаю-
щие магнитострикционные напряжения. Для рассмотренных моде-
лей доменных границ характерно относительно малое значение
магнитостатической энергии, которая имеет место при вращении
вектора Js внутри граничного слоя вокруг оси, перпендикулярной
плоскости границы. Такие междоменные границы, которые имеют
место в массивных материалах, называют блоховскими. В материа-
лах в виде тонких пленок обнаружены доменные границы, в кото-
рых поворот вектора Js происходит в плоскости пленки. Такие до-
менные границы называют неелевскими. Плотности магнитостати-
ческой энергии соответственно для блоховской и неелевской границ
имеют следующие значения:
уб« _ л±_ у2; YH = Ll (6.20)
D + t. D + В
где D — толщина магнитной пленки. При £><б плотность энергии
неелевской границы меньше блоховской. В топких пленках железа,
никеля и пермаллоя неелевские границы появляются при утончении
пленки до 1-Ю2 нм. При этом обнаружено существование переход-
ной области толщин пленок, когда энергетически выгодно образо-
вание границ со смешанной блоховско-неелевской структурой (так
называемые границы типа «колючей проволоки» или границы с по-
перечными связями).
Вопросы и задачи
6.1. Привести пример основного и примесного химического составов для одного
нз видов магнитных материалов.
6.2. Дать характеристику кристаллической структуры кремнистого железа.
6.3. Перечислить основные виды дефектов кристаллической структуры на при-
мере железокремнистых сплавов.
6.4. В чем состоит различие вида доменной структуры для магнитных материя- I
лов с ГЦК. ОЦК и ГНУ кристаллической структурой?
6.5. Перечислить виды основных и замыкающих доменов в .магнитных материа-
лах с различной кристаллической структурой.
6.6. Вычислить размер одиодоменов для железа, никеля н кобальта.
6.7. Вычислить плотность энергии и толшину блоховских доменных границ в ни-
келе, железе и кобальте?
6.8. Перечислить случаи возникновения 180- и 90-градусных доменных Гранин.
6.9. В чем состоит особенность доменной структуры при размагниченном со-
стоянии магнитного материала?
Дополнительная литература
6.1. Хирт Д., Лоте И. Теория дислокаций. М., 1972.
6.2. Мишин Д. Д. Марьин Г. А. Известия вузов. Физика. 1972 7. 67
6.3. Мишин Д. Д., Новиков В. Ф, Курдюмов В. Г. ФММ, 1967. 24. 175.
76
6.4 Кандаурова Г. С., Оноприенко Л. Г. Доменная структура магнетиков.
Свердловск, 1988.
6.5. Киттель Ч., Галт Теория ферромагнитных областсй/В ки.: Магнитная
структура магнетиков. М„ 1959.
6.6. Бернер Р„ Кронмюллер Н. Пластическая деформация монокристаллов.
М., 1969.
6.7. Тикадзуяи С. Физика ферромагнетизма. М., 1987,
ГЛАВА 7
ОБРАТИМЫЕ ПРОЦЕССЫ НАМАГНИЧИВАНИЯ
И ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЯ
При малых изменениях магнитного поля (намного меньших коэр-
цитивной силы) намагничивание и перемагничивание магнитных
материалов, как правило, обратимы, т. е. намагниченность магнит-
ного материала при уменьшении намагничивающего поля проходит
тс же значения, что и при увеличении намагничивающего поля, но
в обратной последовательности.
Обратимые процессы намагничивания наблюдаются при различ-
ных исходных состояниях магнитного материала чак при размаг-
ниченном состоянии, так и при состоянии частичной намагничен-
ности. Только для магнитных материалов с прямоугольной петлей
гистерезиса создается специальное структурное состояние, при ко-
тором в областях полей, близких к коэрцитивной силе, ничтожное
изменение поля сопровождается скачкообразным (необратимым)
перемагничиванием. Обратимые процессы намагничивания и пере-
магничивания имеют место при смещении доменных границ, а так-
же при вращении вектора самопроизвольной намагниченности.
§ 7.1. Обратимое смещение доменной границы
В идеальной (бездефектной) кристаллической решетке для
большинства магнитных материалов, у которых толщина доменной
границы намного больше параметра решетки, смещение доменной
границы происходит практически без изменения плотности гранич-
ной энергии.
Если кристаллическая решетка содержит дефекты, то при ма-
лых смещениях доменной границы плотность ее энергии изменяется
монотонно. В этих случаях имеет место обратимое смещение до-
менной границы
В случае, когда внешнее магнитное поле не действует, домен-
ная граница находится в равновесном состоянии в некотором поло-
жении х0, определяемом условием dy/dxc=0. Плотность граничной,
энергии, т. е. энергия доменной границы единичной площади, в пер-
вом приближении может быть представлена как
v 72Са-2,
(7.1)
77
где с — коэффициент упругости, а ее изменение
Ду = СхДх.
Ес пи внешнее поле Н направлено под углом 0 к вектору само-
произвольной намагниченности Js (рис. 7.1), то изменение магнит-
ной энергии для-180°-границы
л1У/ . = —2/ Н\х cos 0. (7-2)
ди/ л/=— 2J3HLx cos 0.
Рис. 7.2. Смещение 90°-гра-
ницы
Минимизируя Д1Г=Л1^н+Ду. получим
=Сх — 2J&H cos 0=0.
Ах
(7.3)
О геюда смещение
X-2J. Н.
В результате смещения доменной границы един...ой площади та
X возникает результирующая намагниченность. II
J = 2Jsxcos6.
Подставляя х из формулы (7.4), получим
С
r7e S-общая площадь 180°-грапиц в магнитном материале еди-
ничного объема. Начальная магнитная восприимчивость йтЯач
пишется в виде
J=4^
(7.4)
(7.6)
4/| cos- в
кт гач
(7.7)
С
78
В случае 90°-доменной границы, когда магнитное поле действу-
ет под углом 0 к доменной границе (рис. 7.2), изменение энергии
магнитного поля AIVh вычисляют по формуле
н——у ~1J&H (cos0)Ax, (7.8)
а начальную восприимчивость —
А
7.3. Прогибание до-
менной границы
Для мапштотрехоспых поликристаллов (железо, кремнистое же-
лезо) усреднение cos20 производят по
формуле
(cos26) =Ц-(о‘ -tal-J-ai)--,(7.10) ?
где щ, az, а; -направляющие косинусы
самопроизвольной намагниченности Js.
Если доменная граница закреплена на
дефектах кристаллической решетки, то Гис
под действием магнитного поля она изги
бается. П усть действующее поле ориен-
тировано под углом 0 к вектору самопроизвольной намагниченно-
сти. Тогда магнитная энергия
AU7/f =- 2/ /Ylxcos0,
а сила, действующая на участок границы единичной площади, оп-
ределяется по формуле
F-----L= WcosO. (7.11)
3 dx s , 4 ’
] 1од действием магнитного поля ( -»kbi валентного д; влению) до-
менная граница может прогнугься. Радиус кривизны г найдем из
условия
у/г 2/s7/cosl. (7.12)
Изменение объема с положительной намагниченностью
AV=-2 3MS. (7.13)
Смысл величин I, h S ясен из р ис. 7.3. Результирующая намагничен-
Д/----— J.cos0-SAx, (Т.П)
3
р * л общая площадь доменных ]раниц в магнитном материале
типичного объема.
79
Из геометрического построения (рис. 7.3) следует, что s=Z2/(8r),
тогда намагниченность
J =-----i-<cos26>//. (7.15)
Зу
При <cos20> = l/3 начальная восприимчивость определяется фор-
мулой
SZ-’J* 1
нач18С“—~ • (7.16)
^>’180»
Для 90°-доменпых границ справедливо выражение
F=y2J//cosO, (7.17)
где 0 — угол между Н и направлением [110]. Намагниченность,
обусловленная смещением 90°-границ,
cos в//
J<& _ —i, (7.18)
6 Удо»
а начальную восприимчивость вычисляют по формуле
(7.19)
18уд0»
§ 7.2. Обратимое вращение самопроизвольной
намагниченности
Если вектор напряженности Н действующего поля составляет
с осью легкого намагничивания (ОЛН) угол 0о (рис. 7.4), то маг-
нитная энергия на единицу объема составит И
Wи~ /<оди cos2 (0t — 9) -Js//cos9, (7.2Я
где 6 — угол между векторами самопроизвольной намагниченносЯ
Js и действующего поля Н; Киря— константа одноосной анизотро-1
пии [5]
Для удлиненных однодоменных частиц одноосная анизлтропИ
определяется магнитостатической энергией 7 • Магнитоста^И
ческая энергия для ансамбля частиц описывается уравнением
/23 I
uza------— cos29, (7.21И
где £ — относительный объем, занятый частицами. Например,
частиц железа при р=0,5
80
Теперь посредством минимизации магнитной энергии можно вы-
числить намагниченность, обусловленную однородным вращением
самопроизвольной намагниченности;
5-=- 7<олн sin (0о — sin 0=0.
(/о
(7.23)
Используя подстановку cos()=x, можно написать уравнение
4х'4-4/7 cos 2%-л3 (4 — р'^х2 — 4rcos 2Gv-jc-f- sin220o — p2 — 0, (7.24)
где р=Л^/^одн. Отсюда результирующая намагниченность
J=/scosO=Js.x.
(7.25)
Намагниченность как функция намагничивающего поля при
различных ориентациях приведена на рис. 7.5.
Рис. 7.5. Зависимость кривой на-
магничивания от ориентации маг-
нитною поля
Рис 7.4. Об-
ратимое вра-
щение само-
произволь-
ной намаг-
ниченности
задачи
Вопросы и
7.1. Вычислить энергию, необходимую для обратимого смешения 180-градусной
КюТ™” гРаничы в монокристаллах железа, никеля и кобальта па расстоянии
2 Вычислить начальную магнитную проницаемость железа никеля и ксбаль-
73Пп размеРах Доменов 100X100X1000 мкм.
01 д' ЧИС”1ИТЬ пал,аг,,и'<енность железа, никеля и кобальта в магнитном поле
7 4 цМ ППИ РазмсРах Доменов 100X100X100X1000 мкм.
ХГ чстаЬ;,'оСЛ11ТЬ тсмпсРатУРНук> зависимость начальной проницаемости этих же
Иессо\1,!',ИСЛИТЬ намагничеппобть монокристалла кобальта, обусловленную про-
а) с v пРа|Цения гамопротвольной намагниченности на 30° для двух случаев:
6) с ' 1ГТом только магнитокристаллической анизотропии;
Т У стом только анизотропии формы.
81
7-6. Вычислить работу намагничивания образцов объемом I-10-3 м3
кобальта и никеля с коэрцитивной силой 1, 5, 3 А/м соответственно в
железа,
предпо-
ложении, что имеет место только процесс смещения доменных границ.
7.7. Вычислить работу намагничивания образцов объемом 1-10~2 м3
железа,
кобальта
никеля в
предположении,
что имеет место только процесс вращения
самопроизвольной намагниченности под действием внешнего
7.8. Объяснить причину различия результатов вычислений
задач 7.6 и 7.7.
поля
между решениями
и
Дополнительная литература
7.1. Тикадзуми С. Физика ферромагнетизма. М., 1983.
7.2. Лакс Б. н Баттон К- Сверхвысокочастотиые ферриты
М., 1965.
и ферримагнетики,
ГЛАВА 8
НЕОБРАТИМЫЕ ПРОЦЕССЫ НАМАГНИЧИВАНИЯ
И ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЯ
При изменениях напряженности магнитного поля на значения,
сравнимые с коэрцитивной силой (или большие), имеют место не-
обратимые процессы намагничивания и перемагничивания. В этом
случае значения намагниченности магнитного материала при из-
менении знака поля пе совпадают.
Необратимые процессы намагничивания и перемагничивания
сопровождаются рассеянием энергии, при котором, в частности
происходит выделение теплоты, что и обусловливает магнитный
гистерезис.
Необратимое смещение доменных границ, возникновение заро-
дышей перемагничивания и необратимое вращение вектора само-
произвольной намагниченности являются основными видами необ-
ратимых процессов намагничивания и перемагничивания.
§ 8.1. Необратимое смещение доменной границы
В магнитных материалах, содержащих дефекты кристалличе-
ской решетки, плотность энергии доменной границы зависит от ее
положения, причем эта зависимость может быть сложной, такой,
например, как показано па рис. 8.1. Равновесному состоянию до-
менной границы соответствует минимальная плотность ее гранич-
ной энергии в точке х. В результате действия внешнего магнитного
поля И доменная граница испытывает давление р—2/J/cosO и в
зависимости от напряженности // поля может сместиться из поло-
жения хо в положение Xi или х2 (рис. 8.1). Если при увеличении Л
граница смещается до положения Х|, а при уменьшении II возвра-
щается в исходное положение х0, то смещение называют обрати*
мыл. Если же действующее поле велико и доменная граница Д°*
сти! ает положения х2, то при уменьшении Н граница может уже н!
82
вернуться в исходное положение близлежащего минимума. Про-
цесс смещения доменной границы окажется необратимым. Необ-
ходимыми условиями необратимого смещения являются наличие
максимума па кривой у—f (х) и достижение значения поля //0, на-
зываемого критическим полем:
----------
2/0 cos 6
dY )
d-* / max
(8.1)
Х^ х, Л
Рис. 8.1. Изменение гра-
диента граничной энергии
при смещении междомепной
границы
Следует отметить, что предположение о зависимости плотности
граничной энергии от координаты в силу равенства у=2 V А К
[см. (5.7)] требует допустить, что А или Л зависят от дефектности
кристаллической решети. Однако до
настоящего времени нет пи экспери-
ментальных, ни теоретических основа-
ний делать заключение о такой зави-
симости для многих видов дефектов
кристаллической решетки. Напротив,
экспериментальное изучение тонких
пленок толщиной до 1 нм, скорее, по-
казывает, что константы ЦЛ, К при
уменьшении толщины пленки остаются
неизменными, т. е. увеличение дефект-
ности— усиление роли поверхностного
дефекта — нс сопровождается измене-
нием этих констант [8 6]
В последние годы разработана методика анализа обратимого и
необратимого смещений доменных границ в реальном, т. е. содер-
жащем дефекты кристаллической решетки, магнитном материале
[8.21.
§ 8.2. Влияние дислокации на процессы смещения
доменных границ
Дислокации нарушают расположение атомов, характерное для
идеальной кристаллической решетки. Изменение расположения ато-
мов может вызвать существенное искажение однородной самопро-
извольной намагниченности.
Магнитные заряды, возникающие из-за неоднородности само-
произвольной намагниченности, а также упругие напряжения вбли-
зи дислокаций могут оказать существенное влияние на процессы
смещения доменных границ и процессы вращения спонтанной на-
магниченности, которыми определяются свойства магнитных ма-
териалов.
Рассмотрим краевую дислокацию, направленную по оси OZ,
"°Т0Рая не перпендикулярна вектору спонтанной намагниченности,
Ричем плоскость скольжения перпендикулярна этому вектору.
83
Равновесное распределение спонтанной намагниченности вблизи
дислокации может быть найдено из требования минимума полной
свободной энергии системы, которая складывается из обменной
энергии W'oRm, а также из магнитокристаллической 1Ем.кр, магнито-
упругой Гм.упр и магнитостатической энергий магнитных заря-,
дов;
+ ГМЛР + V7M.ynp + И7М)=0,
Гобм=Л j l(Va)’+(W+UY)W.
J 4-y2a2)dr,
^м.у..р = 3/2 f W2 + 3^’2)+
~Г 3Мш (2aXJ/ap 1- 2ayzf!Y 4 2azxay)] dV,
V7M=J AV-8/sdV,
(8.2)
где A—обменная постоянная; /s — спонтанная намагниченности
a, р, у — направляющие косинусы спонтанной намагниченности;
^юо, — магнитострикционные константы; AV=4^div Л, dV—
элементарный объем.
Если пренебречь величинами второго порядка малости, вариа-j
ционную задачу (8.2) можно свести к решению системы уравнений
для отклонения спонтанной намагниченности в плоскости XY, ха-
рактеризуемой направляющим косинусом а:
л 1 dr 2К . 1 / \ п
Да-------------— а^= — ( ——- — 0.
A dx А А \ да I
Приближенное решение этой системы уравнений показало [8.1JJ
что отклонение спонтанной намагниченности, пропорциональной
аге sin а, зависит от ее расстояния до дислокации, причем макси*
мальное значение а в случае никеля составляет около 4° на рао,
стоянии 50 нм от центра дислокации.
Отклонения спонтанной намагниченности справа и слева от дис*^
локации симметричны .Можно представить, что эти отклонения (V
здают определенные магнитные заряды. Взаимодействие магния
ных зарядов, возникающих вблизи дислокации, может быть описа-
но с помощью закона Кулона для магнитных зарядов. Нод дейст-
вием магнитного поля происходит смещение доменной границы-
В объеме кристалла, где произошло смешение, например, |80°-М
менной границы, спонтанная намагниченность изменяет свое на-
правление на противоположное. Следствием изменения направЯ
ния спонтанной намагниченности является изменение знаков ь’аГ'
нитных зарядов. Оценка энергий Alt" взаимодействия намагничен-
ностей по разные стороны одной дислокации энергии ДЯ
84
7- 1СН2Дж для никеля и 8-10~13 Дж для железа. Как будет показано
ниже, магнитоупругое взаимодействие доменной границы с дисло-
кацией в сотни раз больше магнитостатического взаимодействия.
В доменной границе спиновые магнитные моменты электронов
отклонены от оси легкого намагничивания, причем значение откло-
нения зависит от координаты спина, измеренной в направлении,
перпендикулярном плоскости доменной границы. Изменение на-
правления спинов сопровождается магнитострикционными измене-
ниями размеров. Из условия когерентности границы с матрицей воз-
никают упругие напряжения. Упругое поле доменной границы взаи-
модействует с упругим полем дислокации.
Вычислим изменения магнитоупругой энергии при смещении
междоменной границы вблизи дислокационных петель.
Основная доменная структура, например в листовом кремнистом
железе, обусловлена наличием междоменных 180°-границ, парал-
лельных {100}, и 90°-границ, параллельных {НО}, поэтому наиболь-
ший интерес представляет вычисление магнитоупругой энергии этих
типов междоменных границ.
Общее выражение магнитоупругой энергии, характеризующей
взаимодействие междоменной границы с дислокацией, может быть
записано в следующем виде:
^«.упр==[ (8.3)
где ега,А —тензор магнитострикционной деформации, обусловлен-
ный разориентировкой намагниченности (спинов) внутри междо-
менной границы; оп;л — тензор упругих напряжений в кристалли-
ческой решетке; t, k принимают значения 1, 2, 3, соответствующие
трем декартовым координатам; dV— элементарный объем.
Выражение (8.3) может быть поеобразовано следующим обра-
зом:
W м ,упр — f Л <1V — J 6/ft (С, j ) d I' —
= j (e"GftIJeFftdV= f o^dV, (8.4)
C,«m— тензор упругих констант, а етгл и eD/m — тензоры де-
формации дислокационных петель.
Если — симметричный тензор, удовлетворяющий условию
~дх~~~ 0. то выполняется тождество
ОС С9
j _L(3^sD)dH=^J аГМу. (8.5)
«Л
—составляющая вектора Бюргерса дислокационной петли;
^поверхность, на которую опирается дислокационная петля;
роекция поверхности на г-ю координатную плоскость.
85
Из (8.4) и (8.5) следует, что магнитоупругую энергию взаимо-
действия междоменпой границы с дислокационной петлей можно
записать в виде
J (8.6)
Если S, мало и изменением на поверхности 5Д можно пре-
небречь, то для одной дислокационной петли выражение магнито-
упругой энергии можно представить в виде
Г„.у,ф=&рГ*5,.. (8.7)
Выражение (8.6) можно записать как
U7M.yiip=J [(^+^г2-|^з=ы)^1+(^4-^й I
+ 1 ^]dS3- (8-8)
Компоненты тензора упругих напряжений для кристаллов ку-
бической симметрии соответственно составляют:
он Сцеп “С12е22-|-С12озз,
(8.9)
m m । ni i #-• in.
*33 — Ь12Ец -j СруЕК-ГЬцЕзЗ,
m m o/"> nr m m . C)(~> .
»I2= 32l »-ZC41Ei2, a13—°31 ^b44oi3,
m m or
*23--°32
Тензор магнитострикционной деформации имеет вид
ea=sMioo (°;аО+ 3Mn i («;«*) (1
g [ °: XZA> (8.10)
>ift ( 1; t —1,
где at, ак — направляющие косинусы спонтанной намагниченное®
[8.7J; |82], а Хюо, Хщ — магнитострикционные константы:
- _ 2 ________ai____ . _а-2_
Л100 —ПГ с Л ’ ш чг
3 3(Сц — ^'1'2) '44
Здесь а,=—3-106 Дж/м3, а2^6,4-106 Дж/м3; значения остЯ
пых параметр is для железа и никеля приведены в табл. 8.1.
Для псследуемрп междоменпой 180°-границы, параллель
{106}, о —0, поэтому (Тц = (Т| 613—0- Суммирование по !>
(8 10) не производится. Компоненты упругих напряжении до* j
ной границы в этом случае таковы:
86
°22 —3Мюо IGi cos2 0 (х) -| С12 sin20 (х)];
Озз=3Mioo [Cn sin20 (х) Ц- С,2 cos2 в (л)];
o213=-332=--3/2XI11C44sin20(x). (8.11)
В дальнейшем функцию 0(х) будем аппроксимировать следую-
щим образом:
—л/2; х<6/2; у х; |х|<8/2;
-|-n/2; x>S/2.
в(х) =
(8.12)
Таблица 8.1. Упругие (С) и магнитострикционные (X) константы железа и
никели
Вещество С„ С12 с« ?ulOQ ?-! 1
(101-* Дж/м’) (10«)
Железо 2,41 1,46 1,12 20 —19
Никель 2,5 1.6 1,19 - 46 —25
Для исследуемого вида междоменной границы магнитоупругая
энергия
^M.yup = J -j- [ (^2О32-Ь^3о3з)<1,^3 =
— П2 j" (^>°22 4~ ^З33з) d S’ 4~ «3 j (^2332 4~ ^3°3з) ~
~J Р^322 ~^з3зз)4~ ^з3зз)! S2, (8.13)
где п2, п3 — компоненты нормали к дислокационной петле. Если
«2=0, то индексы 2 и 3 меняются местами.
Смещение междоменной границы существенно зависит только
от изменения магнитоупругой энергии:
M.ynp =|IV М.упр' —W м.упр(°°)|- (8.14)
Здесь И'м.упр(оо) — магнитоупругая энергия при однородной намаг-
ниченности:
M.yi,p(oo)= f Г 62а22(оо)-|-63с2з(оо) -]—— (^я32(оо) -]-й3о31(оо))1 dS2=
с 2 Пг ч
1 ~^“^2(Сц ~С]2)Х10С cos20(у“)4—~^зЕзЛщСО(х)
□ п3 „ 1
, (WniC3 sin 20 (х) + у- (Сп - С12) л100 sin2 0 (оо))] dS2 =
~у(Сц С12) k100 f dS2. (8.15)
87
Рассмотрим случаи дислокационных петель, наиболее характер-
ные для кремнистого железа.
Дислокационная петля с вектором Бюргерса (Ь) <1Н> ле-
жит в плоскости типа {НО} (на рис. 8.2 р и q — геометрические
параметры дислокационной петли). В этом случае п3=0. Дисло-
кации, образующие петлю, совпадают с направлением <1Н),
в этом случае
1Гм.упр-= f [3M2(Cn-C12)ki00cos20(x)+3/.AG?in sin26(A-)|dS2.
Рис. 82. Дислокационная петля с вск-
а
тором Бюргерса<111>, параллельная
Рис 8 3. Геометрия дислокацион-
ной линии с вектором Бюргерса
b и вектором каса гельвой т I
плоскости типа {110}
§ 8.3. Сила взаимодействия междоменной границы с дислокациями
Коэрцитивная сила и магнитная восприимчивость могут быть
вычислены также посредством анализа силы взаимодействия меж-
доменной границы с дислокациями. Силу, с которой дислокация
единичной длины с вектором Бюргерса b и вектором касательной н
действует на доменную границу, определяют по формуле
F~ fikia'i'rr,Tkbm, f8-1!
где eihi единичный антисимметричный тензор. При указанной
рис. 8.3 геометрии, свойственной монокристаллу кремнистого Жв
леза, Л
Fl = - •°22^2'Гз 4“ °й\Ь3Х.2 ^-Ь.аЬчХ-}. j
88
Для 180°-границы, лежащей в плоскости {100}. компоненты тен
з0ра напряжений вычисляют по следующим формулам:
°22 — Я/2*Т<Ю (^11 — ^12) Sin2 9 (X),
аз" --3/?-iai (Qi' - ci2> sin29 (x),
02™ - з£ - V? n,C44 sir.2 0 (x), (8.19)
ni _ in _ ni hi— ““iii
311--°12—®I3 —З31 =— З-д —U,
где Xioo, X:n— магнитострикционные константы; CIb C12, C44 —уп-
ругие модули; G (x)— угол между спонтанной намагниченностью и
осью <001>, который в дальнейшем будем аппроксимировать выра-
жением
9(х) =
—А, х^-8/2,
2
(Л/й)х, |х|(4'2),
л/2, х>(8/2).
(8.20)
Так как в магнитных материалах содержится множество дис-
локаций, то для учета их влияния па магнитные свойства необхо-
димо ввести функцию распределения дислокаций /(т, г) такую, что
d/—/ь(т, r)dVdfi есть суммарная длина дислокаций с вектором
Бюргерса Ь, проходящих вблизи точки г через объем dV и распо-
ложенных внутри телесного угла dQ около направления т.
Функция распределения fh (т, г) нормирована условием
С dfr fd/? [d2/6(t, г) -К, (8.21)
где А - суммарная длина всех дислокаций в объеме V
вапие ио телесному углу Q производят по полусфере
Коэрцитивная сила и магнитная восприимчивость кремнистого
железа определяются следующими выражениями:
Н
1^-Г1
И 1 I ЙЛ I
К суммарная сила, действующая па доменную границу со
йиче 1Ы д1,слокаций; Г,пих — се максимальное значение; Л — намаг-
пло111,1ОСТ1’ Ня™1цения. Lt — поперечный размер домена; L?L3—
р Ль доменной границы.
(8.22)
(8.23)
89
§ 8.4. Влияние дислокаций, возникающих при пластическом
изгибе, на магнитные свойства кремнистого железа
В предыдущем параграфе была показана зависимость процессов
перемагничивания от типа дислокационной структуры. В связи с
этим интересно рассмотреть, как влияют дислокации, возникающие
при различных видах пластической деформации, на свойства маг-
нитных материалов.
Экспериментально для кремнистого железа (3% 'Si) изучено
влияние дислокационной
Рис. 8 4. Разрез изогнутого
образца
структуры, образующейся при пластиче-
ском изгибе, на зависимость от темпера-
туры его магнитной проницаемости и ко-
эрцитивной силы. Изучались дислокаци-
онные структуры,созданные различными
пластическими изгибами, а также дисло-
кационная структура в исходном (до из-
гиба) состоянии образцов с ребровой тек-
стурой (рис. 8.4).
Доменную структуру наблюдали ме-
тодом порошковых фигур на всех трех
поверхностях 1, 2 и 3 исследуемых образ-
цов в размагниченном состоянии.
Магнитные свойства исследовали на
двух видах образцов: на монокристалли-
ческих полосках размером 50Х10Х
Х0,35 мм; на поликристаллических зам-
кнутых однослойных кольцах диаметром
5, 10, 20, 30 мм и шириной 30 мм. Изме-
рения на первом и втором видах образцов производили соответст-
венно магнитометрическим методом и методом амперметра — вольт-
метра. Экспериментально было обнаружено, что при пластическом
изгибе, когда образующая цилиндрических образцов параллельна
оси типа <100>, возникает резко неоднородное распределение дис-
локаций.
Плотность дислокаций в исходном состоянии составляет IX
ХЮ12 м~2. В результате пластического изгиба возникают новые
дислокации. Их плотность при уменьшении диаметра кривизны от
3-10"2 до 5-10~3 м возрастает от 1 • 10“12 до 1 • 1013—1 1014 м-2. Об-
наруживаемое увеличение плотности дислокаций при уменьшении
радиуса изгиба находят в соответствии с формулой N— (1/r) Ь совф,
где Д' —плотность дислокаций; <р— угол между нейтральной пИ'
нией и плоскостью скольжения; Ъ — модуль вектора Бюргерса; Г-"
радиус изгиба.
Для установления типа границ изучали доменную структуру н
торцовых поверхностях образцов (рис. 8.5, 8.6). На основании ЯЯ
блюдаемых структур доменов на торцовой поверхности 1 (рис. 8.®
сделано заключение, чго основными междомеиными границах”1!
90
исследуемых образцах на поверхности 2 (см. рис. 8.1) являются
180-градусные, причем они параллельны кристаллическим плоско-
стям {100}. При изменении пластического изгиба основная домен-
ная структура изменяется незначительно. Замыкающие домены
при изгибе могут существенно изменяться, могут возникать 90°-гра-
ницы. В соответствии с кристаллической ориентацией на поверх-
ности 3 имеет место сложная структура замыкающих доменов типа
кружев. Объемы AV замыкающих доменов в сотни и тысячи раз
меньше объемов основных, поэтому так мало их взаимодействие
с перемагничивающим полем //, которое определяется энергией:
W/=Js/MVcose,
где 0 — угол между векторами Js и Н Влияние замыкающих доме-
нов может быть обусловлено только их связью с основными доме-
нами.
Рис. 8 5 Доменная структура
поверхности 1— {НО}, пока-
занной на рис. 8.4
Рис. 8.0 Основная доменная
структура поверхности 2—
{НО}, показанной на рис 8.4
Температурный ход коэрцитивной силы в результате пластиче-
ского изгиба меняется не только количественно, но и качественно.
г-с,ти до пластического изгиба коэрцитивная сила при нагревании
монотонно уменьшалась, то после изгиба Нс монотонно возрастает
с температурой.
И Обнаруженное изменение в температурном ходе коэрцитивной
силы после пластического изгиба может быть объяснено дислока-
ционной теорией коэрцитивной силы.
В исходном состоянии исследованных образцов (после отжига)
Неимущественно имеют место винтовые дислокации с вектором
юРгерса <100>. В этом случае
Н СГ}______
2/. 1
ill'll I 3.V/)
(8.24)
91
где а — параметр кристаллической решетки; С44 — модуль упруго-
сти; ?Ч11— константа магнитострикции; 6 — ширина междоменной
границы; Lb L2. — размеры доменов; — самопроизвольная на-
магниченность; N— плотность дислокаций. Температурная зависи-
мость коэрцитивной силы должна определяться температурным хо-
дом Лц|, поскольку эта характеристика обладает большей чувстви-
тельностью к температуре, чем остальные. Именно при нагревании
Нс должна уменьшаться, что наблюдается экспериментально (рис.
8.7, кривая 1).
Рис. 8.7. Температур-
ная зависимость коэр-
цитивной силы: до
пластического изгиба
(/). после изгиба до
радиуса 30 мм (2),
до 20 мм (3), до
10 мм (4)
Рис. 8.8 Температурная
зависимость начальной
проницаемости после
пластического изгиба до
30, 20, 10 и 55 мм (•кри-
вые 1 — 4 соответствен-
но)
В процессе пластической деформации значительно возрас"®
плотность дислокаций, расположенных в плоскостях {110} с некто
ром Бюргерса < 111 >. Соответственно возрастает и Нс (крив!
2—4 на рис. 8.7). В этом случае изменения /7С и k могут быть!
числены по формулам:
V[ /« (Си - С12)2 Х?оо + Узфш] 1^» (81
) 2/,/7^
92
£/3
«£> /[‘/б (Сп - С12)-> + 2/3С^Х?п] ND
где Сн> ^12> С44 — модули упругости; Л]00 — константа магнитострик-
ции [8.2; 8.3].
Температурный ход Нс и k определяется температурной зависи-
мостью Люо, т. е. при нагревании Н,. должна возрастать, a k —
уменьшаться, что и наблюдается экспериментально (рис. 8.7, 8 8).
§ 8.5. Влияние дислокационной структуры на температурную
зависимость магнитных свойств
кремнис того железа
Для установления более точных количественных закономерных
связей между структурой дислокаций и магнитными свойствами
было изучено влияние дислокационной структуры на температур-
ную зависимость магнитных свойств кремнистого железа. Коистан-
Рис. 89 Зависимость магнито-
стрикционных констант кремни-
стого железа с 3% Si от темпера-
туры
Рис. 8.10 Дислокационная струк-
тура пластически удлиненного на
4—7% кремнистого железа
(Х50000)
ты магнитокристаллической анизотропии и ма> питое грикции ?.10(] и
Лп| этого материала, во-первых, резко изменяются при надевании;
во-вторых, имеют различи} ю температурную зависимость (рис. 8.9).
•хонстанта А.10() растет, Хщ уменьшается по модулю. Самопроиз
ту1ЬНЯя намагниченность при температурах, далеких от темпера-
ЛРы Кюри, изменяется незначительно.
ситы МпеРатУРные зависимости магнитных свойств коэрцитивной
а ’ 11 магнитной восприимчивости в слабых полях измеряли на
350'С,1еСКом Магпитометре. В интервале температур от 20 до
чиво- Нзменение структурно чувствительных свойств — восприим-
таинаяИ 4 коэРцнтивн°й силы — достигает 100%, тогда как спон-
аения Памагн,1ченность изменяется незначительно. Процессы окис-
Днффузии, которые могли бы затруднить исследование тем
93
пературной зависимости структурно чувствительных свойств, в этом
интервале температур выражены слабо. Кривые намагничивания и
коэрцитивной силы измеряли как в процессе нагревания от 20 до
350°С, так и в процессе охлаждения от 350 до 20DC. Различие в ре-
зультатах измерения кривых намагничивания и коэрцитивной силы
Рис. Я.К Зависимость
коэрцитивной СИЛЫ Нс
(кривые 1, 2, 3) и маг-
нитной восприимчивости
k (кривые 4, 5, 6) крем-
нистого железа с 3% Si
от температуры до (кри-
вые У, 4) и после (кри-
вые 3. 5) пластического
удлинения, а также пос-
ле последующего отжи-
га (кривые 2, 6)
в процессе нагревания и охлаждения не-
значительно.
Образцы в виде полос с размерами
70x5X0,5 мм вырезали вдоль направле-
ния <100>. Их изучали в трех состояниях:
отожженные до пластического удлинения
па 4—7% и отожженные после пластиче-j
ского удлинения при температуре 800°С
в течение 3 ч. Дислокационная структура
пластически удлиненных образцов пред-(
ставляег собой систему дислокационных
петель, параллельных направлению типа
<111>. Среднее расстояние между дисло-
кациями (рис. 8.10) равно ~50 нм. Пос-1
ле отжига эти дислокации исчезают (рис.
8.11). На рис. 8.11 приведены результаты
измерения коэрцитивной силы и магнит-
ной восприимчивости образцов кремнисто-
го железа в различных состояниях. Коэр-
цитивная сила образцов, отожженных до
пластического удлинения (кривая I),
уменьшается при нагревании, а воспри-
имчивость (кривая 4) увеличивается.
После пластического удлинения коэрци-
тивпая сила (кривая <?) резко возрастает,
но при нагревании уменьшается и про-
ходит через минимум при температуре
около 150°С. Магнитная восприимчивость
(кривая 5) проходит через максимум при-
мерно при такой же температуре. После-
дующий отжиг образцов при 800° в течи
ние 3 ч восстанавливает температурный
ход коэрцитивной силы и восприимчи-
вость (кривые 2, 6).
В соответствии с дислокационной тео-
рией коэрцитивной силы на отожженных образцах корэцитивнаЯ
сила определяется формулой (8 23). Магнитная восприимчивое
определяется формулой (8.24). Все величины, входящие в эти Ф°8
мулы, кроме Хит, мало чувствительны к температуре.
94
§ 8.6. Спиноволновой механизм образования зародышей
перемагничивания и смещения
доменных границ в магнетиках
Отличительной особенностью ферро- и ферримагнетиков явля-
ется существование специфического обменного взаимодействия
электронов, упорядочение спиновых магнитных моментов, которое
сопровождается уменьшением обменной энергии. Основным (низ-
коэнергетическим состоянием) ферро- и ферримагнетика является
полностью упорядоченное состояние спиновых магнитных моментов
с результирующей самопроизвольной намагниченностью Js. Анти-
ферромагнетики также обладают магнитным упорядочением, но их
самопроизвольная намагниченность равна нулю.
При возбуждении системы спиновых магнитных моментов нагре-
ванием возникают спиновые волны с законом дисперсии
V р/7, (8.26)
J*a М
где n=gehj (2тс) =£рв - проекция спинового магнитного момента
на направление магнитного поля; а -параметр кристаллической ре-
шетки; А— обменнный параметр (А ~k^Tc/a, кв—постоянная
Больцмана; Тс — температура Кюри),
э=х, у, z, п—О, +1, +2±,
Н— магнитное поле [1, 2].
Спиновые волны возбуждаются также под действием внешних
и внутренних магнитных полей. Спиновые волны квантуются
eft---—--
2 т*
где — эффективная масса квазичастицы — ферромагнона:
• (8-28)
iaiA bkhTLa
I Возможными значениями энергии всей системы ферромагпонов,
ЮтсяЭПеР'ИИ колс^аниа самопроизвольной намагниченности, явля-
(8.27)
е— У nfte(k), nfc=0,1,2,3,... ,
k
(8.29)
ся ст*т КВаН^°Вые числа; энергия магнонов, описывающих-
зависим СТИКОЙ — Эйнштейна. Спиноволновое представление
Г ости самопроизвольной намагниченности от температуры
95
находится в согласии с экспериментальным законом (законом Бло-
ха) :
ДЛ _ _ [ (*)Г* Г'г _
A ^max (етлх)
Формуле (8.27) может быть дана следующая трактовка. Посто-
янное магнитное поле для антипараллельно Орион тированных спи-
нов создает накачку тепловых спиновых волн. Амплитуды бегущих
и стоячих (в случае спин-волнового резонанса) воли могут возра-
стать до значений, сравнимых по энергии с энергиями доменных
границ. При этих значениях амплитуд спиновых волн возникают
зародыши перемагничивания и смещения доменных границ.
Под действием внешнего поля происходит процесс намагничи-
вания (в подавляющем большинстве случаев — процесс смещения
междомепных границ), сопровождающихся изменением отношения
объемов доменов с противоположной ориентацией вектора Js.
При этом возрастает размагничивающееся поле, увеличивается его
энергия. В магнетиках с однородной структурой, когда нет измене-
ния энергии доменных границ при их смещении, энергия намагни-
чивания- Uv,u= f HdJ равна увеличению энергии размагничиваю-
щегося поля IV'H. В магнетиках с неоднородной структурой распре-
деления атомов (ионов) по объему магнетика энергетические уров-
ни (энергетические зоны) магнитоактивных электронов распреде-
лены по объему неравномерно. При смещении доменных границ
происходят переходы электронов между различными энергетиче-
скими уровнями W7i, W72. В этом случае энергия внешнего намагпи
чивающего поля расходуется как на увеличение размагничиваю
щего поля, так и на энергию электронных межуровпевых (межзои
ных) переходов.
В статистически равновесных условиях должно выполняться ус
ловие:
(8.30)
= -1У/, + 1Гм. (8.31)
При дискретных энергетических зонах магнитоакчивных элек
тронов намагничивание происходит скачкообразно (скачки Барк
гаузена), при квазипепрерывных зонах — монотонно.
Рассмотрим четыре характерных случая.
1. Смещение доменной границы из размагниченного состояний
В размагниченном состоянии объемы доменов с противоположно!
ориентацией самопроизвольной намагниченности одинаковы. См®
щенне доменной границы происходит при ее встрече со спинов»
волной, амплитуда которой увеличивается под действием внешней
намагничивающего поля. Энергия спиновой волны проиорци01₽Л|
на квадрату ее амплитуды при встрече с доменной границей:
е(А>)-^-Л2 + рА/Л\ (8-^
где N=d!a; с! — ширина домена.
96
Если энергия спиновой волны при этом превысит обменную энер-
гию доменной границы и энергию размагничивающегося поля, то
смещение доменной границы реализуется при условии
= +\у/в> (833)
/5« а
где Ш'гр—Аа, А— параметр обменного взаимодействия, соответст-
вующий новому положению границы в структурно неоднородном
магнетике; 1Ен=Л2Дх, где Ах— смещение доменной границы под
действием поля И.
Макроскопическая намагниченность J=2/sAx. Отсюда
В структурно однородном магнетике плотность граничной энер-
гии при смещении не изменяется V4p=O. В этом приближении
(8.33) имеет вид
(8.31)
J^a a 2JS
Кривая намагничивания
• (8.35)
Л \ a. j
2. Образование зародышей перемагничивания. Магнитный ги-
стерезис. Зародыши перемагничивания могут образоваться как в
положительных полях, т. е. при уменьшении поля от ei о значения
при насыщении без изменения знака (направления), так и в от-
рицательных полях, т. е. при уменьшении поля от поля //» после
изменения его направления (знака). Именно последний случай име-
ет существенное значение для разработки высокоэффективных маг-
нитотвердых материалов (постоянных магнитов). В этом случае
за начальное берем состояние с намагниченностью насыщения 7=
=Л. Весь образец суть один домен. Для возникновения зародышей
перемагничивания (доменов противоположной намагниченности от-
носительно исходной) необходимо совершить работу (затратить
энергию) для создания междомепной границы U"rp В магнитотвер-
АЫ| материалах с большой магнитокристаллической анизотропией,
в Которых выполняется условие К^> 1Е(>бм, ширину доменной грани-
цы 6 можно считать равной параметру решетки, а всю энергию до-
менной границы можно принять равной обменной энергии:
Wrp=Aa, (8.36)
В® — — параметр кристаллической решетки: расстояние
1| Я1'*У соседними магпитоактивными (неспаренными) элсктрона-
На Д°ме,,ная граница образуется под действием внешнего поля Н
спиновые волны в домене. Магнитное поле увеличивает ампли-
д. д. 97
туду спиновой волны тем больше, чем больше пространство ее
действия, т. е. чем больше ширина доменов. Условие образования
доменной границы шириной d запишем так:
(8.37)
или
+ (8.38)
где Нс — коэрцитивная сила зародышеобразования:
fid \ a J ,а
(8.39)
3. Смещение доменной границы при перемагничивании. Под
действием отрицательного поля, равного коэрцитивной силе, маг-
нетик размагничивается не полностью. Только под действием поля
И намагниченность равна пулю, однако размагниченного состояния
не наступает. После выключения поля Н намагниченность дости-
гает значения J'r. При перемагничивании энергия размагничиваю-
щегося поля обычно изменяется в десятки раз меньше, чем в пре-
дыдущем случае, поэтому в первом приближении этой энергией
можно пренебречь: 1Км=0.
Ширина домена d' с противоположной по отношению к дейст-
вующему полю намагниченностью в несколько раз меньше, чем в
случае намагничивания в начальной части кривой намагничивания
(d'cd):
е(£)=±± (8.40)
а
Перемагничивание осуществляется при условии
= uz; (8.41)
М а
При перемагничивании в поле вблизи Нс изменением магнито-
статической энергии можно пренебречь. Для магнетика с однород-
ной структурой изменение граничной энергии тоже мало, в этом
случае коэрцитивная сила, обусловленная процессом смещения,
определяется формулой
Н _ 4Л*2 . (8.42)
С Л<Г ’ |
где d' — ширина доменов с вектором намагниченности Js, по на-
правлению, совпадающему с направлением вектора намагничиваю-
щегося поля. Зависимость коэрцитивной силы от химического со-
става магнетика выражена через температуру Кюри Тс и самопро-
извольную намаг ниченность JB.
98
4. Перемагничивание вблизи точки Htt. Перемагничивание в по-
ле Hr после уменьшения поля до нуля приводит магнетик в раз-
магниченное состояние. Состояние магнетика в точке HTt энергети-
чески можно представить уравнением
& + г М1 (8.43)
J G
где d — ширина домена с ант ипараллельной по отношению к полю
намагниченностью; — энергия размагничивающегося поля маг-
нетика; 1ГГц— энергия всех образовавшихся доменных границ в объ-
еме магнетика.
Рис 812 Поверхностная доменная
структура на базисной плоскости лито
го образца сплава сам др ин— цирко
пин — кобальт — медь — железо (Х400)
Рис. 8 13 Глубинная доменная струк-
тура на базисной плоскости литого
образца сплава гадолиний — цирко-
ний — кобальт — медь — железо
(Х400)
На рис. 8.12 (увеличение 400) представлена поверхностная до-
менная структура па базисной плоскости литого образца сплава
SmZrCoCuFe с ферромагнитным упорядочением с (ДД)гаах=
=288 кДж/м3 (36 МГсЭ) и Дс= 160 кЛ/м (20 кЭ).
На рис. 8.13 представлены глубинная структура на базисной
плоскости литого образца сплава GdZrCoCuFe с ферромагнитным
Упорядочением с (£/7)Т1ПХ=60 кДж/м2 (7,5 МГсЭ), Яс=64 кЛ/м
(8 кЭ) и ан ___gdlocr> ~_?г 2 =+0,06°С-1. Доменная структура
г /?,.(()) 100°С
порошкового магнита на основе сплава NdFeB с ферромагнитным
Упорядочением с (Д//)шяв=360 кДж/м3 (45 МГсЭ) и Дс=80 кА/м
(Ю кЭ)
приведена па рис. 8.14. Ширина доменов для этих трех раз-
личных по химическому составу магнитов составляет ~10 мкм.
Подставляя числовые значения магнитных параметров для этих
Размеров доменов в формулу (8 13), получаем /7С, близкое к —' 10 кЭ.
'“|сдовательно, имеет место качественное согласие теоретическою
Расчета с экспериментальными результатами.
4*
99
§ 8.7. Необратимые процессы вращения
самопроизвольной намагниченности
Различают два основных вида необратимых процессов враще-
ния намагниченности: однородное и неоднородное. I
В случае однородного вращения во всех малых объемах ДУ,-
магнитного материала самопроизвольная намагниченность под
действием поля поворачивает-
ся на один и тот же угол 6 -0О
Необходимым условием одно-
родного вращения самопроиз-
вольной намагниченности в
магнитном материале является
положительное приращение
свободной энергии при любом
нарушении однородности само-
произвольной намагниченно-
сти: Д1У = AIVoGm+AW мкр 4-
-4- А 1Ура.зм +А>п>0, где AITJm,
Л1Ум.кр> А1Уразм> AWn прира-!
щения обменной энергии, энер-
гии анизотропии, энергии соб-
Рис. 8.14. Домепная структура спечен- сгвенпого поля МЗГНИ ных за-
кого магнита на основе сплава нео- рядов ЧЗСТИЦЫ И энергии отво-
дим - железо — Оор (Х400) сительно внешнего поля, к^И
рые возникают при нарушении
однородности самопроизвольной намагниченности в частице.
Суммарная энергия магнитоодпооспой однодоменной частицы
в магнитном поле
V7 — — ^OIHcosz(00 — О)-)-/// cos 9.
Равновесная ориентация самопроизвольной намагниченности опре-
деляется условием
sin (0° “0) “ J*H sin 9 =0- (8’44)
Необратимое вращение намагниченности наступит при
_^- = 2fecos(90-9)-Jsi7„cos9 =0, (8.45)
dfl-’
где По — напряженность критического поля. Совместное решение!
(7.44) п (7.45) дает
4 — (/s/70/£otHy___ s-in«/, 2о0, (8.46)
з/8я0 ?/ ~цнр
^ОЛН V ^01»
100
Критическое поле Но зависит от ориентации легкой оси намаг-
ничивания частицы относительно направления действующего по-
ля Я- При е0=45° поле II0 минимально: ЯО=АОДН/Л. При 6о=О°; 90°
критическое поле максимально:
770 —2ЛГЛН/Ь.
Магнитная анизотропия может быть обусловлена либо кристал-
лографической, либо магнитоупругой анизотропией, либо анизотро-
пией формы. Эти значения коэрцитивной силы являются наиболь-
шими. Чтобы их достигнуть, необходи-
мо полностью исключить возможность
возникновения неоднородного перемаг-
ничивания. Такие условия могут быть
созданы в частицах с размером, мень-
шим размера абсолютной однодомеп-
иости Ik-
В случае изотропного ансамбля та-
ких частиц коэрцитивная сила почти
в два раза меньше поля анизотропии
На, предельное значение коэрцитивной
силы Нс, равное полю анизотропии, по-
ка экспериментально достигнуто лишь
для кристаллов малых размеров желе-
за (усов железа). Во всех остальных
случаях коэрцитивная сила Нс значи-
тельно ниже ноля анизотропии.
Магнитные материалы с размера-
ми /, большими, чем размер абсолют-
ной однодоменност и Z*, перемагничива-
Рис. 8.15 Различные виды
процессов вращения само-
произвольной намагниченно-
ются посредством неоднородного вра- сти
щення самопроизвольной намагничен-
ности Локальная самопроизвольная намагниченность в различных
точках магнитного материала в i внешнем поле направлена под
разными углами к оси легкого намагничивания. Предложены раз-
личные модели перемагничивания. На рис. 8.15 схематически пред-
ставлены: a—однородное вращение самопрсизвольной намагничен-
ности; б — изгиб; в — завихрение; г — параллельное вращение, д
веерообразное вращение самопроизвольнт пама: ниченности во
внешнем поле Области с обратной намагниченностью (зародыши
перемщ-ничивапия) возникают в поле НГ (поле зародышеобразова-
ия). Для модели изгиба поле Нп вычисляется по формуле
Ма »ГДа Размер частицы достигает критического, т. е. когда пере
гничивание становится неоднородным, поле зародышеобразова-
я равно коэрцитивной силе:
//„=/7c=2nJs.
101
В случае перемагничивания посредством завихрения спиновых маг-
нитных моментов составляющая суммарной намагниченности ча-
стиц, перпендикулярная боковой поверхности частицы, отсутствует.
Зависимость поля зародышеобразвания от размера частиц может
быть представлена следующим образом [2.1]:
J s •
где k(m) изменяется от 1,39 для сферы до 1,08 для бесконечно длин-
ного цилиндра. Значение величины т, пропорциональной удлине-
нию, изменяется от 1 до оо. Таким образом, //п (и, следовательно,
/Л) слабо зависит от удлинения частиц, однако зависимость //п от
размера I значительна. Так как предельное значение поля зароды-
шеобразования равно нолю анизотропии, абсолютное изменение ко-
эрцитивной силы за счет изменения размера равно NJS и мало но
сравнению с //а: например, для высококоэрцитивных магнетиков
NJs<Ha.
В модели веерообразного вращения частицы заменяются цепоч-
кой сферических частиц диаметром, равным диаметру удлиненной
частицы. Перемагничивание в объеме каждой сферической частицы
происходит путем однородности вращения. Вращение самопроиз-
вольной намагниченности затруднено из-за анизотропии магнито]
статического взаимодействия между сферами. По этой модели коэр-
цитивную силу вычисляют по формуле
Hc=(6kn 4Ln)-^ ,
где kn, Ln— функции числа сферических частиц в цепочке сфер
[1; 7, 8].
Несмотря на формальность рассмотренных мотелей некогерент-
ного вращения самопроизвольной намагниченности, особенно по-
следней, из-за отсутствия более последовательных теоретических
схем они получили значительное распространение при анализе экс-
периментальных результатов по изучению гистерезисных свойств
ансамблей ферромагнитных частиц.
Очевидным недостатком всех этих моделей является пренебре-
жение дефектностью кристаллической решетки частиц, при учете
которой выявляется возможность создания количественной после-
довательной теории неоднородного вращения самопроизвольной
намагниченности.
§ 8.8. Матнитная вязкость магнитных материалов
Экспериментально было обнаружено, что намагниченность Jn,
соответствующая магнитному полю Н, зависит от времени t дейст-
вия магнитного поля, т. е. намагниченность при заданной напря-
женности действующего поля является функцией времени:
102
Рнс. 8 16. Зависимость на-
магниченности магнитного
материала от времени дей-
ствия магнитного поля
Зависимость намагниченности от времени действия магнитного по-
ля называют магнитной вязкостью (магнитным последействием).
Это явление отличается от магнитного гистерезиса. Состояние маг-
нитного материала, связанное с гистерезисом, зависит от его пре-
дыстории и не зависит от времени. Магнитная вязкость, напротив,
связана с временем включения или выключения, скоростью нара-
стания или убывания действующего поля. При быстром включении
намагничивающего поля Н намагниченность магнитного материала
быстро достигает значения Л, а затем со
временем возрастает (рис. 8.16) в соответ-
ствии с формулой
Л(0=Ло(1-е-^),
где Jno — намагниченность при /->оо; т —
время релаксации.
Вследствие магнитной вязкости на-
магниченность устанавливается после из-
менения напряженности магнитного поля
через время от 1-10-9 с до десятков минут
и даже часов (рис. 8.16).
При намагничивании (и перемагничи-
вании) магнитных материалов в перемен-
ном поле наряду с потерями электромаг-
нитной энергии на вихревые точки и ги-
стерезис возникают потери, обусловлен-
ные магнитной вязкостью, которые при
высокочастотных полях весьма значительны.
В зависимости от структуры магнитного материала, условий его
намагничивания (перемагничивания), температуры ма1нитная вяз-
кость может иметь различную природу. При апериодическом изме-
нении действующего поля при значениях, близких к коэрцитивной
силе, вязкостный эффект в металлических магнитных материалах
вызывается в основном вихревыми микротоками. Эти токи возни-
кают при изменениях магнитных полей, связанных с перемагни-
чиванием доменов. Время установления равновесного состояния в
этих случаях пропорционально дифференциальной магнитной вос-
приимчивости и для чистых магнитных материалов (Fe, Со, Ni)
обратно пропорционально абсолютной температуре. Другой тип
магнитной вязкости обусловлен примесями. В этом случае при пе-
ремещении доменных границ под действием внешнего магнитного
поля возникающие упругие напряжения вызывают диффузию при-
месных атомов.
В магнитотвердых магнитных материалах наблюдается так на-
зываемая сверхвязкость, для которой время магнитной релаксации
Достигает нескольких минут. Этот третий тип магнитной вязкости
103
Рис. 8.17 Магнитная вязкость
углеродистой стали
связан с локальными флуктуациями энергии, преимущественно теп-
ловыми. Флуктуации вызывают перемагничивание доменов, кото-
рые при изменении поля получили недостающую энергию для того,
чтобы сразу перемагнититься.
Диффузионные и флуктуационные типы магнитной вязкости су-
щественно зависят от температуры. Поэтому второй и третий типы
магнитной вязкости характеризуются сильной температурной зави-
симостью. С понижением температуры
магнитная вязкость возрастает.
Для ферритов характерен четвер-
тый тип магнитной вязкости, обуслов-
ленный диффузией электронов между
попами Fe2+ и Ге3-*-. Этот процесс срав-
нительно легко осуществляется и по-
этому магнитная вязкость ферритов
обычно невелика.
Результаты исследования магнит-
ной вязкости углеродистой стали при
различных температурах приведены па
рис. 8.17. При быстром выключении
намагничивающего поля напряженно-
стью 1,2 А/м намагниченность падала
постепенно. С увеличением температу-
ры уменьшение и исчезновение намаг-
ниченности происходило быстрее. При
этом имеет место логарифмическая зависимость log/ от времени.
Для полной намагниченности J можно написать уравнение
где £= -А.. Если поле, действующее на магнитный материал, пе-
h
р.еменно, т. е. 11—Ное^, то намагниченность может быть выраже-
на как
J=Joel<
где 6—так называемый угол потерь, причем из уравнения
-±d+^)=—LIH ka c)i
dZ т
следует, что tgS—----------.
(!-*-£) 1- <*>2r-
Ha рис. 8.18 приведены результаты измерения tg6 для углеро-
дистой стали при различных частотах перемагничивания (указаны
как параметр) и различных темпертурах.
На рис. 8.19 приведена зависимость изменения намагниченности
высококоэрцитивпого железоникельалюминиевого сплава от вре-
мени при разных температурах.
104
Характерным видом магнитного последействия является дсзак-
комодсщия начальной проницаемости — уменьшение проницаемости
с увеличением времени после размагничивания магнитного матери-
ала. Дезаккомодация начальной проницаемости наблюдается на
многих магнитных материалах. На рис. 8.20 приведена дезаккомо-
дация начальной проницаемости марганец-цинкового феррита.
Рис. 8.18. Зависимость тан-
генса угла потерь в угле-
родистой стали при различ-
ных частотах перемагничи-
вания и различных темпе-
ратурах
Рис. 8 19. Магнитная вяз-
кость в магннтотвердом же-
лезоннкельалюминиевом
сплаве при различных тем-
пературах
Магнитная вязкость связана с диффузией атомов углерода или
азота в железе или других атомов в сплавах. Экспериментально было
показано, что магнитная вязкость уменьшается и исчезает при очи-
щении железа и появляется вновь, если ввести углерод или азот.
Рассмотрим кристалл железа, содержащий атомы углерода. Атомы
углерода могут занимать три идентичных кристаллографических
положения, изображенных на рис. 8.21. Каждый из них окружен
двумя атомами железа, и прямые, соединяющие их, параллельны
трем осям <100>.
Обозначим «1, «2, п3 числа примесных атомов, занимающих каж-
дое из этих положений, тогда
где п — общее число примесных атомов. При отсутствии намагни-
ченности эти различные положения энергетически равноценны. Если
же имеется намагниченность Js, параллельная направлению а, то
вследствие наличия примесных атомов появляется энергия анизо-
тропии
W = irM.KpcoS2?/,
105
пропорциональная квадрату косинуса угла <pi между направлением
вектора намагничивания и прямой, соединяющей два наиболее
близких к примесном)' а тому) атома железа. Эта энергия допол-
нительной анизотропии должна, по Неелю, вызывать смещение ато-
мов и гем самым влиять на ориентацию самопроизвольной намаг-
ниченности Js. I Io Споеку, эта энергия является следствием ослаб-
ления внутренних Связей, обусловленного магнитострикцией.
крнсталлографнче-
поллжения, кото-
Рис. 8.21. Три идентич-
ных
ских
рые могут занимать при-
месные атомы (заштри-
хованы) в железе
t
ктн
Шу-
500
W0 ~
300 -
200-
юо\
П I . . I._,1,1. п...^-
10'3 *10~W 1 13 К7 10s Ю^Ю5 10е107t,C
Рис. 8 20. Магнитная дезаккомо-
дация. Магнитная проницаемость
в марганец-цинковом феррите
вязкости по Неелю. Основное
Рассмотрим механизм магнитной
различие между этими двумя теориями, помимо микроисточника
стабилизации, состоит в том, что по теории Сноека происходит ста-
билизация доменных границ, тогда как по теории Нееля стабили-
зируется намагниченность доменов. Это различие в понимании ме-
ханизма стабилизации приводит к разным результатам. При темпе-
ратурном равновесии намагниченность имеет направление а, а
ttt—Пг- Соехр[—и'7м.кРа;/(Л7')].
Если 1Г мала по сравнению с ЬТ, то
с
17J
kT '
При внезапном изменении направления нама!ниченности а на
а' степень занятости различных гчлов не успевает измениться и
энергия
I 0 *2 1 2 *2 | 2 г2\
V7S = -у 11242 -(-азОз J.
Заменяя п? их значениями и сохраняя лишь ту часть энергии, ко-
торая зависит от направления at, получим
Wzs——--------(щиг -фсгЗг -у азаз )•
3kT
По сравнению с энергия в процессах стаблизации, установ-
ленная Сноеком, мала. В этом случае ею можно пренебречь. Так
как намагниченность не является постоянной в течение достаточ-
ного времени, то и энергия стабилизации .меняется с течением вре-
мени вследствие диффузии примесных атомэз которые переходят
из одного состояния в другое, изменяя таким образом относитель-
ную населенность трех положений Число а,л1 примесных: агомоз,
покидающих какое-то положение, например объем положения 1, в
течение времени d/ пропорционально числу примесных атомов в
данном положении. Уравнения изменения населенности примесны-
ми атомами можно записать в следующем виде:
dn( । 1 , ।
__1------П М п V, I \
—
df 1 1 I 2 2 2 I 3*.,',
dn2 I 1 , .
—— — a2'h н у (0^3+«!«;):
dt
азП-з+—
а
а‘ Z
drZf
dt
n-i
п?
[з
п.
а
2
Так как гц° равна примерно п/3, то
д/ь За f
Щ— 2 \
1 -
^hrs(/) г?./)],
4
Иа основе последнего равенства, согласно [8.1], уравнение измене-
ния эпер1ии стабилизации
<Ж(/>
где 1У£° (/) — значение, которое имела бы энергия стабилизации, ес-
ли бы намагниченность в течение длительного промежутка времени
же направление, чю и в момент времени I. Полагая т—
имеем
имела то
= 2/(За),
— D
J0
j
0
Время j-------------- * ---
ляющим два междоузлия, следующим образом;
1 [ i \
—“voexp —— ,
т * 1 * k it 1
релаксации связано с потенциальным барьером е, разде-
гДе vo — .некоторый коэффициент.
106
107
Пусть намагниченность установилась в направлении а, а затем
в момент времени / = 0 ее направление изменилось па аь тогда
энергия стабилизации имеет вид
WW(I—Ф<0).
где ф(0— функция времени.
Энергия стабилизации влияет на перемещение доменных границ.
Пусть доменная граница находится в течение длительного времени
в положении х=0, а затем быстро перемещается в момент времени
1=0 в точку с абсциссой х. Тогда направление намагниченности
изменяется в объеме, в котором произошло смешение стенки. Мож-
но представить, что в этом случае существовало противоположно
направленное поле, стремящееся вернуть доменную границу в на-
чальное положение. Это поле называют полем магнитной вязкости.
Если удерживать доменную границу в точке с абсциссой х, то
поле магнитной вязкости медленно исчезает по закону
Н^х, itxYW).
Формулу для поля магнитной вязкости Hi можно вывести следую-
щим образом. Когда доменная граница находится в точке х=0,
распределение направлений намагниченности можно записать как
а(£). После перемещения доменной границы в точку х распределе-
ние направлений намагниченности запишется так: а(|—х). Энер-
гия, которую необходимо затратить на участок единичной площади
доменной границы,
ео
е,(х)= f ^[а?С)а;2($) + а1(Оа;2(^) + а1(?)аГ($)]^,
а поле магнитной вязкости
I д
7------
f s Г X
В случае 90°-доменной границы (6.2]
Л
coth —— 1
где x — характеристическая толщина доменной границы. Толщина
доменной границы Блоха составляет около Зб0- При малом х (по
сравнению с 6о поле /Л (х) пропорционально х:
2 w
Н^х)^—- -г—х.
3 J sb0
Когда х велико по сравнению с бо, то /Л(х) стремится к пре-
делу:
H^x^W/J,.
108
В случае 180°-грапицы при х, превосходящей толщину границы, по-
ле вязкости стремится к нулю. Поворот самопроизвольной намаг-
ниченности на 180° не изменяет энергии стабилизации.
Флуктуационная магнитная вязкость характеризуется логариф-
мическим изменением намагниченности со временем. При включе-
нии поля в момент времени /=0 в момент времени t намагничен-
ность
- log /),
где С, v, Q — постоянные.
Принцип суперпозиции для флуктуационной вязкости в отличие
от диффузионной вязкости не выполняется: если ноля Н\ (t) и fh(t)
вызывают изменения намагниченности соответственно /j(/) и /<?(/)•
то поле H(f) —Hi (i) +H2(t) вызывает изменение намагниченности
/(/) на значение, отличающееся от суммы Jl(/)+/2(0-
Флуктуационная вязкость связана с термическими флуктуация-
ми, вызывающими локальные изменения направления самопроиз-
вольной намагниченности.
Вопросы и задачи
8.1. Перечислить причины возникновения необратимых процессов смещения до-
менных границ.
8.2. Вычислить градиенты энергии меадоменной границы для отожженного же-
леза, кобальта и никеля с коэрцитивной силой 1, 5, 3 А/м соответственно
8.3. Определить, какое распределение краевых или винтовых дислокаций может
обусловить приведенные в предыдущей задаче значения коэрцитивных сил в
железе, кобальте н никеле.
8-4. Вычислить напряженность магнитного поля магнитокристаллической анизо-
тропии для железа, кобальта и никеля.
8-5. Вычислить коэрцитивную силу (поле перемагничивания) однодомениых ча-
стиц железа, кобальта и никеля в зависимости от их размагничивающих коэф-
фициентов
8-<i- 1 [еречислить механизмы магнитной вязкости магнитных материалов.
8-7- Дать объяснение зависимости тангенса угла потерь от температуры маг-
нитного материала.
8.8. Вычислить коэрцитивную силу железа кобальта и никеля в случаях:
а) хорошо отожженного материала, б) наклепа иного материала (а=5 кг/мм).
Считать, что внутренние напряжения распределены по синусоидальному закону
с амплитудой Л и периодом, равным толщине доменной границы.
8.9. Вычислить для железа критическое поле, при котором произойдет отрыв
Доменной границы от закрепляющих включений, предполагая, что равновесное
положение доменной границы определяется- а) минимумом ее поверхностной
энергии, б) максимумом магнитостатической энергии немагнитных включений
(без замыкающих доменов). Считать, что доменная граница закреплена на не-
магнитных включениях или пустотах сферической формы радиусом г=10-3 см,
расположенных в форме простой кубической решетки с периодам Z=10-2 см.
Дополнительная литература
89 ^erpin Theorie du magnetisme Paris, 1968.
Мишин Д. Д. Марьин Г. А Известия вузов Физика. 1972. 7. 67.
Д Мишин Д. Д., Новиков В. Ф., Курдюмов В. Г. ФММ. 1967. 24. 175,
109
6 4 Кондорский Е. И. ДАН СССР, 1950, 70, 215. Известия АН СССР. Серия
физическая. 1952. 16. 398.
8 5. Тикадзуми С Физика ферромагнетизма М„ 1983.
8 6 Праттон Л1. Тонкие ферромагнитные пленки. Л , 1967. С. 236, 262.
8 7 Суху Р. Магнитные тонкие пленки. М, 1967.
ГЛАВА 9
НАМАГНИЧИВАНИЕ И ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЕ МАГНИТНЫХ
МАТЕРИАЛОВ В ПЕРЕМЕННЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЯХ
Магнитные свойства (кривые намагничивания, потери энергии
при перемагничивании и др.) в переменных магнитных полях яв-
ляются важнейшими эксплуатационными свойствами многих маг-
нитных материалов. В настоящее время разработаны магнитные
материалы для широкого диапазона частот переменных магнитных
полей. Наиболее характерными частотами намагничивания и пере-
магничивания магнитных материалов являются 50 Гц — основная
частота сильных переменных полей; 400 —10 000 Гц — звуковые ча-
стоты; сотни килогерц, мегагерц — радиочастоты, тысячи мега-
герц— сверхвысокие частоты (СВЧ). Для каждого из этих диапа-
зонов характерны свои особенности процессов намагничивания и
перемагничивания магнитных материалов.
§91 Уравнение движения доменной границы
Намагничивание и перемагничивание магнитных материалов
под действием переменного поля осуществляется пе только в про-
цессе вращения, но и посредством смещения доменных границ. При
малых амплитудах поля периодическое движение J8O0-доменной
[раницы определяется, как и в простом гармоническом осциллято-
ре, эффективной массой т, вязким коэффициентом затухания р и
квазиупругим коэффициентом а [1]. Доменная граница испытыва-
ет давление 2ДД, где Д — самопроизвольная намагниченность; II—
модуль компоненты напряженности поля, параллельного вектору
А, в простейшем случае синусоидальная функция времени. Уравне-
ние движения доменной границы на единичную площадь при малых
смещениях х от положения равновесия имеет вид
mх — ?х ф «а* = *2./, (9.1)
Уравнение (9.1) означает, что смещение границы определяется
инерцией границы тх, силой затухания pi, тормозящей движение,
и квазиупругой силой ах. Параметры т и р определяются свойст-
вами магнитного материала. Квазиупругая сила возникает в ре-
зультате взаимодействия доменной границы с включениями или
другими дефектами решетки в магнитном материале, т. е. а явля-
ется структурно-чувствительным параметром. Магнитная проницае-
116
мость пропорциональна х/л, где х определяется равновесным ре-
шением уравнения (9.1).
Внешнее поле Н можно записать в комплексной форме:
t=Hoe'at. Вещественная и мнимая части решения дают соответст-
венно вещественную ц' и мнимую у." части магнитной проницаемо-
сти. Комплексная проницаемость ц = ц'—ip". Мнимая проницае-
мость связана с потерями энергш
цы. Возможен резонанс смещения
в электрической цепи с последова-
тельно включенным сопротивле-
нием R, самоиндукцией L и емко-
стью С. Во многих магнитных ма-
териалах квазиупругая сила ма-
ла, а затухание велико, так что
инерционный член не играет су-
щественной роли и резонанс гра-
ниц не наблюдается.
При больших амплитудах
внешнего поля доменная граница
। при смещении доменной грани-
границы подобно резонансу тока
v-io 2, м/с
в
б
4
2
° 0,4 0,6 1,2 1,6 2,0 2,4 Н,А/4Г
Рис. 9.1. Зависимость скорости дви-
жения доменной границы от напря-
женности намагничивающего поля в
монокристаллическом железоникеле-
вом феррите
пересекает включения, на кото-
рых могут образовываться клино-
видные замыкающие домены. При
этом может изменяться ширина
основных доменов. Это явление
сопровождается магнитным гисте-
резисом. Описание
такого процесса нельзя сделать только с помо
щыо квазиупругой силы. Если доменная граница смещается с ма-
лой скоростью, то член уравнения (9.1) с х пренебрежимо мал.
В этом случае влияние включения может быть описано в предпо-
ложении, что поле, вызывающее смещение границы, меньше внеш-
него поля на Нс. Вместо (9.1) можно записать
—(9.2)
В соответствии с (9.2) экспериментально было обнаружено, что
скорость смещения границ равна нулю, пока внешнее поле не до-
стигнет значения, примерно равного коэрцитивной силе. При боль-
ших полях скорость смещения границы линейно увеличивается с
ростом поля. При еще больших полях доменная граница может
принять цилиндрическую форму и стянуться в ось цилиндра. Урав-
нение (9.2) при этом уже пе выполняется. На монокристаллических
образцах кремнистого железа и феррита в виде рамок с единствен-
ной доменной границей была изучена зависимость скорости смеще-
ния доменной границы от действующего поля. На рамочный обра-
зец были намотаны две обмотки: первичная, па которую подавали
прямоугольный импульс тока, и вторичная, в которой индуциро-
валась электродвижущая сила во время прохождения импульса.
Электродвижущая сила, индуцируемая во вторичной обмотке, про-
111
Рис. 9 2. То же, что и на рис. 91, ио при
больших полях, когда обнаруживается нели-
нейность
порциональна скорости изменения магнитного потока в образце,
которая, в свою очередь, пропорциональна скорости движения до-
менной границы (рис. 9.1). Экспериментальные результаты удовле-
творяют уравнению (9.2). Наклон прямой определяет параметр
вязкого затухания [}.
При увеличении скоростей движения границ наблюдается не-
линейность (рис. 9.2). С ее появлением обнаружено искажение
формы кривой напряжения, индуцируемого во вторичной обмотке
во время импульса по-
стоянного внешнего по-
ля.
При малых смеще-
ниях в магнитном ма-
териале с одной 180э-
границей связь между
проницаемостью и сме-
щением выражается
формулой
ДВ 8л/ь8
Р.:-----=---“ А’,
ДА/ S/Y
(9.3)
где 6 — ширина домен-
ной границы; S — пло-
щадь поперечного сече-
ния намагничивающей катушки. Экспериментальные результаты
приведены на рис. 9.3, 9.4. Эти результаты согласуются с (9.1),
если пренебречь членом с х, так как экспериментальные результаты
относятся к случаю релаксации, а не резонанса границ. Таким об-
разом, в данном случае уравнение (9.1) принимает вид
—$x-\-ax—2JsH. (9.4)
Если II— Ное',л1, решение (9.4) удовлетворяет и уравнению (9.2).
Сопоставляя решение с данными рис. 9.3, можно определить аир.
Значение а оказывается равным 9500, 0-—О.5. Последняя цифра
очень близка к значениям, полученным из (9.2). Экспериментальное
доказательство существования эффективной массы доменных гра-
ниц было получено при изменении зависимости проницаемости от
частоты в поликристаллических ферритах (рис. 9.4). Резонансное
колебание границ наблюдалось в двух областях частот: одна — ни-
же 200 МГц, другая — выше 1000 МГц. Резонанс при частоте ниже
200 МГц обусловлен резонансом движения границ, резонанс пМ
более высоких частотах-—резонансом вращения в доменах, т. в
ферромагнитным резонансом во внутренних полях, определяемых
магнитокристаллической анизотропией, ма1 питострикцием и ра3'
магничивающими полями.
112
§ 9.2. Уравнение движения плоской доменной границы
в магнитном материале
Дислокационная структура может сложным образом влиять па
необратимые процессы перемагничивания, которыми обусловлены
потери энергии при перемагничивании — ферромагнетика. В силь-
ных полях, когда перемагничивающее поле Н близко к полю анизо-
тропии (К — константа магнитокристаллической анизо-
тропии), потери обусловлены необратимыми процессами смещения
Рис. 9.3. Зависимость магнитной про-
ницаемости феррита ГезО4 от часто-
ты перемагничивающего поля
Рис. 9 4 То же, что на рис. 9.3, но
для полнкрнсталлического феррита
Частота, МГц
доменных границ. В некоторых случаях имеют место также про-
цессы пекогерентного вращения. Магнитные поля, при которых про-
исходят такие процессы, могут быть определены как средние поля.
Необратимые процессы перемагничивания существенно зависят от
скорости (частоты) перемагничивания. В связи с этим потери могут
быть разделены на потери при статическом или квазистатическом
перемагничивании Рсг и динамические потери PJMn. Во многих
магнитных материалах, например в электротехнической стали, ос-
новная часть потерь при низких частотах перемагничивания обус-
ловлена необратимыми процессами смещения доменных границ.
Уравнение движения 180°-домепной границы может быть запи-
сано в виде
nix— Зх- -^-^—=2///cos 2/, (9.5)
дх
m эФФек™вная масса доменной границы, которая может
* еть существенное значение при больших частотах перемагпичи-
113
Рис. 9.5. Кривая намагничивания
бездефектного кристалла (а) и
кристалла с дефектами решетки,
задерживающими смещающуюся
границу (б)
вания, близких к резонансным (при низких частотах инерционный
член может не учитываться); р— коэффициент вязкости; U(х)—
потенциальная энергия доменной границы как функция смещения х;
Q— частота перемагничивающего поля [9.3].
Вид члена ' -- -может быть найден следующим образом. Для
дх
бездефектного магнитного материала кривая намагничивания ли-
нейна, кривая размагничивания совпадает с кривой намагничива-
ния (рис. 9.5,а). Крутизна этих кривых определяется плотностью
граничной энергии v==2’Кл/б и магнитными полями рассеяния. Кри-
вая намагничивания и петля маг-
нитного гистерезиса ферромагне-
тика с дислокациями нелинейны.
Дислокации препятствуют смеще-
нию доменных границ. Это пре-
пятствие может быть учтено изме-
нением энергии взаимодействия
Ub:i доменной границы с дислока-
цией:
4^=^(*о)-
дх
Гистерезисная петля ферро-
магнетика с дислокациями изо-
бражена на рис. 9.5, б. Следует
отметить, что если UB3 — стоха-
стическая функция координаты,
то магнитная восприимчивость
/гт не может быть постоянной. Та-
- dU(x)
ким образом, член -у— следу-
ет представить в виде двучлена: |
дСГ(л-) _ 4/ч
дх km
(9.6)
где L — ширина
правлении х;
доменов в на-
— магнитная вос-
приимчивость бездефектного ферромагнетика: /|х(()] стохасти-
ческая сила взаимодействия доменной границы с дислокацией, ко-
торая зависит от характера распределения спонтанной намагничен-
ности внутри доменных границ. Общее уравнение движения маг-
нитного материала с дислокациями имеет вид
4 I -X (f)
-?*(0+ -+F[,v(/)]=2/,/7cosg/.
(9.7)
114
§ 9,3. Потери энер| ии при квазистатическом смещении
доменных 1 раниц
Мн >гие магнитные материалы применяют в условиях, когда
s/xi, H>HC. В этом случае допустимо решение без члена
В первом приближении можно положить, что
х(/)=х0(/)-|-х1(/)+..., (9.8)
x0(O-Z J^LcosS/. (9.9)
В следующем приближении для стохастической функции
4/?Х! (О
——--------гЛ*и(0]=0. (9.10)
Для решения рассматриваемой задачи необходимо найти корре-
ляционные функции ВЧГ1, Вм, ВРщ величин х(/), Д(х), Д[хп(/)]:
^(0 = <-М*')Х|(/+/'))/Г; (9.11)
7?(х) = (/’(х')Г(х'+л-))/х'; (9.12)
^(0 = <Л*о(ОИ1-М^-Н)|). (9.13)
Индексы внизу в скобках означают переменные, по которым про-
изводится усреднение. Введем также
В„м= f е (9.14)
BF(^= [ е->а1Вр^61, (9.15)
•— со
тогда, согласно (9.10), имеем
<9-1е>
\ 4*’s /
Таким образом,
<х>
(7^)w2s'<“)el“'do)- <9-17)
—— оо
В Вычисление интеграла (9.17) можно приближенно произвести
Радующим способом. Рассмотрим дельта-функцию Д(() с шириной
которую можно определить по формуле
т=1/-~Д(0) . (9.18)
V д" (0) '
115
Дельта-функция удовлетворяет следующим равенствам:
ео
— ео
ео
j A(/)/(/)d/=/(0)+y
Ди>= Г A/e,o,zd/;
<ДГ(')
й/2 -г2; /(/)=/(—01
t-0
<f(u>) = j‘ ew/(/)d/;
Д((и)бч>=|Д2/т;
(9.19)
— eo
Можно считать, что функция BF(t) аналогично дельта-фупкции Д(/)
удовлетворяет условиям (9.19).
Для вычислений необходимо определить нормировку Вущ. Раз-
лагая величину \/ВР{П по степеням, найдем
р вгт __________— лт R
J b;(G) v~2 (0”
1 — ”975--z
где, согласно (9.11) и (9.12),
Вг^)~В^\ В/цо)~^>О', 5д(0)<0.
Использовав
(9.18), (9.19), получим
#г(0)
(9.20)
Значения Bv(t} при /=^0 не имеют физического смысла.
Корреляционная функция В(х) имеет «ширину», приближенно
равную толщине доменной границы 6 (корреляционная длина),
тогда «ширина» (время корреляции) величины ВГщ составит
Л
Т *о(О+*1(О £m£2/Zsin2T
Потери энергии на доменной границе единичной площади нахо-
дят по формуле
dt
где V — скорость движения доменной границы:
116
в(0«ль(/)-Н(4.
Таким образом,
(9.21)
Тогда при смещении доменной границы через максимум функ-
ции F(x) получим
— = 8г, == 0 / 2ЛДЯ_\ _Ах ,
dl ‘ Ы Ц р / д/
где А// —напряженность поля, необходимая для смещения домен-
ной границы через максимум Т(х); о=2ДДЯ/р, так как при сме-
щении через максимум скорость доменной границы определяется
только вязким затуханием р. Суммируя по всем т, для среднего
значения затухания получим
\-Т/=27>\Д7/2 “Т-
где Нс — коэрцитивная сила ферромагнетика, обусловленная дис-
локациями. По модулю эти потери равны гистерезисным потерям.
Можно представить, что энергия доменной границы у максимумов
F(x) после скачка полностью превращается в тепловую.
Подставив (9.9) и (9.20) в (9.21) и используя значение В10},
найдем выражение для потерь, усредненных по периоду 2«/Q (на
единицу площади доменной границы):
В эту формулу входит выражение kmL, которое от L не зависит,
поскольку
, — 4‘^ | д~и 1~]
m ~ L I <5x2 I •
Вязкое затухание р вызывается микровихревыми токами, погло-
щением энергии дислокационными сегментами, прогибающимися
под действием упругого поля доменной границы:
?=₽в.т+ел+...
Для потерь, вызванных микровихревыми токами,
R 16(4лД)2д2
где а — поперечный размер образца; р— удельное электросопро-
тивление; с — скорость света.
117
Для коэффициента вязкого затухания, вызванного дислокация-
ми,
ЗД<4, . г
В =В-------—
1л 40'#’
где L —длина свободного дислокационного отрезка; W— плотность
дислокаций; ZIOC— константа магнитострикции; б — толщина домен-
ной структуры; В — коэффициент вязкого трения дислокации, при-
чем, как показывает' эксперимент, его значение для железа на по-
рядок выше, чем для меди, и от температуры не зависит.
Температурная зависимость потерь энергии при перемагничи-
вании, обусловленных поглощением энергии дислокационными сег-
ментами, прогибающимися под действием упругого поля, определя-
ется температурным ходом магнитострикционной константы Хюо-
Эта константа в электротехнической стали при нагревании до 300—
400°С значительно возрастает. Следовательно, и часть потерь, обус-
ловленная прогибом дислокаций, также возрастает. Таким обра-
зом может быть объяснена экспериментально наблюдаемая зави-
симость потерь энергии при перемагничивании электротехнической
стали от температуры [2.2; 9.3]
§ 9 4 Влияние дислокационной ст руктуры
Влияние дислокационной структуры, созданной пластическим
изгибом и отжигом, на магнитные свойства электротехнической ста-
ли изучалось в переменных магнитных полях с частотами 50, 500,
2400 Гц Измерение кривых намагничивания и потерь энергии при
этих частотах перемагничивания производилось на образцах, вы-
полненных в виде замкнутых колец диаметром 1 10~2 и 2-10—2 м.
Плотность дислокаций N, возникающих при пластическом изгибе,
оценивалась по формуле /V=l/(6r), где b модуль вектора Бюр-
герса; г — радиус пластического изгиба.
Дислокационная структура после термической обработки при
1050°С в течение 3 ч характеризуется меньшей плотностью дисло-
каций, и, как уже отмечалось, в этом случае основные дислокации
имеют векторы Бюргерса типа а < 1П0>.
На рис. 9.6, а, б приведены кривые намагничивания исследуе-
мых образцов, которые после пластического изгиба характеризу-
ются малым значением проницаемости (кривые 3, 4). После отжига
в слабых полях наблюдается резкий подъем кривых намагничива-
ния на всех частотах, в том числе при частоте 2400 Гц (рис. 9.6,61
кривые /, 2). Наблюдаемое пересечение кривых обусловлено, по-
вилнмому, двумя процессами намагничивания: смещением грании
и вращением спонтанной намагниченности. В слабых полях намаг-
ничивание происходит посредством смещения границ. При увели-
чении плотности дислокаций процесс затрудняется. В сильных по-
лях развиваются процессы вращения, которые облегчаются разори-
118
Рис. 9.6, Кривые намагничивания кремнистого железа при перемагничивании:
а —с частотой 50 Гц; 3, 4 — до отжига; /, 2 — после отжига при 1050°С в течение 3 ч:
J, 4 и 2, 3 — образцы пластически изогнуты до диаметра соответственно 1 и 2 см; б —
то же, но для частоты 2400 Гц
Рис. 9-7- Удельные
магнитные потери
при перемагничива-
нии с частотой 50 Гц
прн двух максималь-
ных индукциях 0,5 и
1,0 Тл:
л, в; г, д — измеренные
до отжига на кольцах,
диаметром соответствен-
но ] и 2 см; б, е —
после отжига при 1050°С
в течение 3 ч для коль-
ца диаметром 2 см
Pfim/кг
Рис. 9.8. Удельные
магнитные потери при
перемагничивании с
частотой 500 Гц при
двух максимальных
индукциях 0,5 и
1,0 Тл:
а. б и г, д — измерен-
ные до отжига на коль-
цах соответственно диа-
метром I н 2 см, о, е —
после отжига при
1050°С в течение 3 ч
для кольца диаметром
2 см
119
оптированной спонтанной намагниченностью вблизи дислокаций.
При частотах 500 и 2400 Гц основные потери не связаны с магнит-
ным статическим гистерезисом. Отсюда следует, что уменьшение
плотности дислокаций, по-видимому, сопровождается уменьшением
потерь, связанных с- колебаниями дислокаций, возникающими при
перемагничивании электротехнической ста-
Рис. 9 9 Удельные маг-
нитные потери при пере-
магничивании с частотой
2400 Гц при двух мак-
симальных индукциях
0,5 и 1,1 Тл:
а. б, г — измеренные до от-
жига на кольцах соответ-
ственно диаметром J н
2 см; а, д — после отжига
при 1050°С в течение 3 ч
для кольца диаметром 2 см
ли. При этом необходимо учитывать не толь-
ко плотность дислокаций, но и их структуру.
При одной и той же плотности, но при раз-
личных дислокационных структурах, потери
энергии при перемагничивании могут суще-
ственно различаться.
На рис. 9.7, 9.8, 9.9 приведены темпера-
турные зависимости потерь при различных
частотах перемагничивания и при различ-
ных максимальных индукциях. При макси-
мальных индукциях 0,5 Тл (кривые а, б, в),
когда процессы перемагничивания в основ-
ном обратимы, потери обусловлены главным
образом вихревыми токами. При нагрева-
нии удельное электросопротивление возра-
стает, а упругие модули уменьшаются, что
и приводит в этом случае к уменьшению по-
терь на перемагничивание.
При перемагничивании до 1,0 Тл (кри-
вые г, д, е) имеют место необратимые про-
цессы смещения междоменных границ. Эти
процессы в значительной степени зависят от
дислокационной структуры. При нагревании
образцов электротехнической стали в накле-
панном состоянии, когда преобладают дис-
локации с вектором Бюргерса ’/2а <Ш>,пЯ
блюдается возрастание потерь (при 50 Гн).
Коэрцитивная сила при нагревании также
увеличивается. Потери уменьшаются при
нагревании при повышенных ча >. (500,
2400 Гц), что обусловлено в основном ннх-
ревыми токами и колебаниями дислокаций. В этом случае умень-
шение потерь объясняется температурным ростом удельного conpfl
тивлеиия и уменьшением упругих модулей при нагревании элек-
тротехнической стали. После отжига потери энергии при всех ча-
стотах перемагничивания значительно уменьшаются, а при нагре-
вании увеличения потерь не наблюдается. При о гл и ,тсЯ
дислокации с вектором Бюргерса а < 100>, которые пбугловливЯ
уменьшение потерь и коэрцитивной силы при нагревании образ™
электротехнической стали.
120
Рис 9.10
ч ива ния.
кольцах
1 Кривые намагни-
нзмерепные па
диаметром 7 см
при 50 Гц
Дислокационная структура зависит от режима термической об-
работки. После высокотемпературного отжига (при 1350°С) дис-
локационная структура, наблюдаемая методом избирательного трав-
ления на этих образцах, представляет собой довольно хаотически
распределенные дислокации с плотностью 1012 линий на квадрат-
ный метр. Экспериментально был найден режим отжига (нагрева-
ние до 1350—1400°С, выдержка 4 ч, охлаждение 100°С в час), при
котором дислокационная структура иссле-
дуемых образцов существенно изменя-
лась. После отжига плотность дислока-
ций уменьшалась до 1010 липин на квад-
ратный мегр. При этом наблюдалось вы-
страивание отдельных дислокаций вдоль
линий, которые характеризуют субзерен-
ные границы. На рис. 9.10 приведены кри-
вые намагничивания электротехнической
стали: I — исходное состояние, полные
потери Рю/5о= 0,6 Вт/кг; 2 — после пла-
стического изгиба и сварки образца, по-
тери Рю/5о= 1.«г> Вт/кг; 3 — после высоко-
температурного отжига при 1350°С. При
пластическом изгибе плотность дислока-
ций возрастает до ~ 1015 линий на квад-
ратный метр, кривая намагничивания
значительно поднимается. После высоко-
температурного отжига подъем кривой
намагничивания становится еще более
резким, а потери энергии снижаются до
0,4 Вт/кг. При дальнейшем увеличении времени отжига потери ли-
бо неизменны, либо увеличиваются. Такая же закономерность име-
ет место и при перемагничивании с частотой 400 Гц.
Уменьшение noiepb при отжиге до 4 ч объясняется уменьшени-
ем гистерезисной части потерь, связанным со значительным умень-
шением коэрцитивной силы, а также с уменьшением рассеяния
энергии колебаниями дислокаций. Возрастание потерь при даль-
нейшем увеличении времени отжига связано, по-видимому, с изме-
ением^типа дислокаций, а именно с возникновением краевых дис-
окацнй с вектором Bropiepca а <100). Такого типа дислокации воз-
ИнКа10т пос-че длительных высокотемпературных отжшов. Весьма
Качер,еС11Ь1м следствием появления краевых дислокаций является
| ®с*иснное изменение температурного хода коэрцитивной силы,
р табл. 9 1 приведены результаты измерений потерь Р|,о/50 и
азота° ПРН комнатн°й температуре и при температуре жидкого
пр,,11 'геРи энергии при перемагничивании с частотами 50 и 400 Гц
•'lee ч ХЛа>КДеН^1И 710 темпеРатУРы жидкого азота возрастают не бо-
ем 11а Такое изменение пстерь с температурой нельзя объ-
121
испить только температурным изменением удельного электросопро-
тивления и гистерезисной составляющей потерь, которое должно
было бы привести к большему возрастанию потерь (20—40%).
В данном случае, по-видимому, необходимо учитывать также погло-
щение энергии изгибающимися под действием упругого поля домен-
ными границами, дислокационными сегментами, аналогично тому,
как это имеет место при изгибе дислокаций упругими внешними
силами в металлах. Эта энергия может быть вычислена по формуле
------Х100— NSn,
it W
где Xioo—магнитострикционная константа, существенно возрастаю-
щая при нагревании в исследуемом диапазоне температур; N—
плотность дислокаций; I — средняя длина дислокационного сегмен-
та; S —площадь смещающихся границ доменов: п — число доменов
в единичном объеме ферромагнетика. При охлаждении часть по-
терь, обусловленная колебаниями дислокации, в соответствии с тем-
пературным ходом константы Хюо уменьшается и, таким образом,
полные потери изменяются (возрастают) менее резко.
Таблица 9.1. Влияние длительности высокотемпературного отжига на потери
энергии при перемагничивании электротехнической стали
Время отжига при ISSO’C, ч ^1,0/50- ^т/кг ^1 0/400' Е
20’С —196°С 20°С - I9G°C
0 1,34 1 42 29.2 31,8
2 0,85 0 93 21,1 23.4
4 0,67 0,75 16.5 18,7
16 0,83 0,88 19,2 21,7
Обнаруженное здесь значительное улучшение свойств электро-
технической стали после высокотемпературного отжига объясняется
дислокационной теорией магнитных свойств этого материала. F
результате высокотемпературного отжига плотность дислокаций
резко уменьшается, вследствие чего уменьшаются также коэрци-
тивная сила и, следовательно, гистерезисные потери, связанные с
колебаниями дислокаций.
Из дислокационной теории магнитных свойств следует, что вы-
сокие магнитные свойства (большая проницаемость, низкие потери
и коэрцитивная сила) могут быть получены при малой кристалли-
ческой текстуре или даже без нее (в горячекатаной электротехни-
ческой стали), но при условии очень малой плотности дислокаций-
Для проверки этого заключения были произведены отжиги прй
1350-—1400°С горячекатаной электротехнической стали с 3% кРей*
122
ния толщиной 0,35-10 2 м. В результате отжига потери Р10/50 на
этом материале были снижены с 1,2 до 0,8 Вт/кг, а в случае марки
1513—с 1,1 до 0,65 Вт/кг.
§ 9.5. Стат ические потери
Феноменологически потери Р принято разделять на статические
Р(0) и динамические Р(И). Здесь Q — частота изменения внешнего
поля (или упругого напряжения). Статические потери определяют-
ся площадью статической петли гистерезиса.
Рассмотрим сначала случаи 71°, 109е, 90° Fe {110}-доменных
границ. Кривую намагничивания определим выражением
Статическая кривая намагничивания в рассматриваемом случае
определяется уравнением
Р(х, y)=F(jt),
ду*
kx-F(х) | O.J&Н,
где в качестве Н берется эффективное поле.
Для бездефектного феррома! нетика F(x)=0 кривая намагни-
чивания представляет собой прямую, проходящую через начало ко-
ординат; в случае k—О кривая намагничивания имеет вид ступен-
чатой кривой. Кривую намагничивания можно найти из условия
(тах/Дх)) —/7^ 1/ 21п
V 2лД
что дает из-за стохастичности
, , . . / L \(Н/н )-1
Коэрцитивная сила определяется выражением
I = 1/Л2!п—,
aJsS у 2лД
где 5(1)-<Д2(х)), -Д’0)=(Д'2(х)).
Д—J/4—Д(0)/Д(0).
I Угловые скобки означают среднее значение. Так же определим
рЧальпую восприимчивость:
123
Для случая x=L(H>Hc) петля гистерезиса оказывается прибли-
женно прямоугольной, ее площадь
P=2aJ&Hz.
В случае fe=#0 между шах/Дх) имеем вместо пря-
моугольной петли получаем параллелограмм. Площадь петли ги-
стерезиса не изменится, т. е. вклад в потери дают дефекты.
Для случая (//<Яс), учитывая статистический харак-
тер, получаем
(рэлеевская кривая намагничивания). Площадь петли гистерезиса
р=т°
2лД
L
1 L
111-----------
2лД
Теперь рассмотрим случай 180°-доменных границ. Ее статиче-
ская конфигурация определяется уравнением
k <л)Ч-у —=2/Л+/г(х, У). 0-22)
ду'
Согласно сказанному выше, k (х) не дает вклада в потери, опре-
деляющиеся площадью статической петли гистерезиса. Поэтому
(9.22) можно записать как
у4Ц-=2ЛЛ/ + Д(х, у).
Оу2
В таком виде задача определения критического поля Но в трехмер-
ном пространстве математически аналогична двумерной задаче о
движении струны через хаотическую сетку препятствий, если счи-
тать дислокации параллельными доменной границе. Поскольку дав-
ление 2/s// приводит к равновесному изгибу доменной границы,
критическое поле может быть вычислено по формуле
Нс = JrVv'/1 (cos ’/г'Л-)7’,
где N । —поверхностная плотность дислокаций, параллельных траЧ
нице; фс — критический угол отрыва 1рапицы от дислокации. В слу-
чае слабого прогиба (рис. 9.11)
= <9-23)
'\с
где Rc — критический радиус отрыва:
V
2/Л с
J21
Величину Нс найдем из выражения
2JSA/CZ,1 =/?1, (9.24)
где /1 — сила Пича — Колера, действующая на дислокацию единич-
ной длины:
. 2Gb
„ «1 ;---, для краевой дислокации,
Г | = I —
. Крь для винтовой дислокации;
6 —модуль сдвига; v —коэффициент Пуассона; Ь — модуть
вектора Бюргерса. Из (9.23), (9.24) следует, что
F,
л — ос = —*_ ,
У
поэтому
В случае очень слабою
прогиба доменной границы
это выражение дает критиче-
ское поле 1IC=Q. Фактиче-
ски же граница имеет тол-
щину, поэтом)’ независимо
от радиуса изгиба доменной
границы в ней имеется ко-
нечное число дислокаций.
Рис 9.11. Прогиб доменной границы
§ 9.6. Динамические пот ери
Динамические потери связаны с движением доменных границ
под действием переменного внешнего поля. Потери энергии за еди-
ничное время даются выражением
dlT р а
аГ=?г’
(9.25)
где р —параметр вязкого затухания (коэффициент трения); г____
скорость движения доменной границы. В случае низких частот
2п(>=50-е-1000 Гц член ро2 мал и доменная граница имеет квази-
стат ическую конфигурацию.
Рассмотрим сначала случай 90° границ, параллельных {НО), и
ЮЛ драниц. Квазистатическая конфигурация границы опре-
деляется уравнением /7эфф=Р/(а/ь), отсюда для /7<//с [на еди-
мичпои площади доменной границы 2JSHF(х)]
ц 4
гДе Лш — восприимчивость бездефектного ферромагнетика. В слу-
125
чае полей на движение доменной границы существенное
влияние оказывает член F(x), потери энергии даются выражением
граница совершает малые колебания:
где femu— начальная восприимчивость.
В случае Н^НГ граница прогибается; уравнение равновесной
конфигурации в обозначениях (рис. 9.11) имеет вид
1 и , J&H cos Qt .
x=-—y{Ly-y)^-—— ---------У(.Ц — у).
Лг\ Y
Динамические потери могут быть вычислены по формуле
dt ' ' 120
A" fW.
Вопросы и задачи
9.1 Вычислить эффективную массу 180°-домеиной границы железа по формуле
m=poy/(2v24), где у=1,6-10~3, 1,49-v=2,2 10‘, Цо=4л-10"7.
9.2. Вычислить р, описывающий эффективное трение при смещении доменной
In (г0/Я)
границы по формуле^ == ------------------ , для железа Js=2,15 Тл, р — 1 - 10т.
1п(Го//?) ~ 1
93- Вычислить коэффициент р для никелевого феррита по формуле р=
= 2ap0?.y/(v2A), где К, найденный по полуширине линии резонансною погло-
щения, равен 3,9107 Гц, у=“4,75-10-4, А==9,0-1012, v=2,21-105, рг==4п-10^И
9.4. Вычислить упругий коэффициент а для железа по формуле <х=4/«2/(Зц)$.
где 5 — полная площадь доменных границ в единичном объеме, ц — начальная
проницаемость.
9.5. Пусть магнитный материал характеризуется частотой релаксации 1 10е Гц,
самопроизвольной намагниченностью 1 Тл, магнитной анизотропией можно пре-
небречь. Какое время необходимо, чтобы в поле Hz=—1-102 А/м первоначаль-
ная намагниченность повернулась от направления, образующего с осью +•£
угол 60°, к направлению, образующему с осью -{-07, угол 120°? Сколько обо-
ротов содержит при этом вокруг оси OZ вектор Д? Положить £=2.
9.6. Вычислить, какое расстояние пройдет после внезапного выключения магнит-
ного поля доменная граница, двигавшаяся до этого со скоростью 10 м/с? Ча-
стоту' релаксации положить равной 1 - 10в Гц.
9.7. Вычислить глубину проникновения переменного магнитного поля s с часто-
той 50 Гц для железа, у которого ц=500, а удельное электросопротивле-
ние р=1 107 Ом м. Использовать формулу s = } 2р (рл>).
9.8. Вычислить потери Р на вихревые токи при перемагничивании железной про-
волоки с радиусом г=1 мм, удельное электросопротивление которой |,==
= 1107 Ом-м. Частота перемагничивающего поля равна 50 Гц. Использовать
формулу
Р=г2Л2<о2/(8р).
Дополнительная литература
9.1 Вонсовский С. В. Магнетизм М„ 1971.
9.2. Бозорт Р. Ферромагнетизм. М., 1956.
9 3 Кринчик Г. С. Физика магнитных явлений. М„ 1985,
Часть II
Современные магнитные материалы.
Классификация магнитных материалов
Магнитные свойства каждого магнитного материала являются его
важнейшей эксплуатационной характеристикой, поэтому они пред-
ставляют собой естественную основу для физической классифика-
ции этих материалов.
Магнитные свойства определяются энергиями обменного, маг-
нитокристаллического, магнитоупругого и магнитостатического
взаимодействий электронов. Важнейшим свойством магнитных ма-
териалов является самопроизвольная намагниченность, которая
практически проявляется как намагниченность насыщения /s. Все
свойства, а именнно: кривая намагничивания, магнитная проницае-
емость, остаточная намагниченность, коэрцитивная сила, магнитная
энергия, потери энергии при перемагничивании и др. — связаны со
значением намагниченности насыщения.
Перечисленные магнитные свойства существенно зависят от
кристаллографической структуры магнитного материала. Из-за рез-
кой зависимости этих свойств от структуры, особенно от дефектно-
сти последней, магнитные свойства называют структурно-чувстви-
тельными, намагниченность же насыщения практически не зависит
от изменения кристаллической структуры. Намагниченность насы-
щения, а также температура Кюри—Нееля зависят в основном от
химического состава магнитного материала.
Структурно-чувствительные свойства также зависят от химиче-
ского состава, однако по физической природе эти свойства отлича-
ются от намагниченности насыщения, поскольку они резко зависят
от метода (технологии) получения магнитного материала. Таким
образом, ни химический состав, пи метод (вид технологии) отдельно
Ие могут служить основой для последовательной классификации
магнитных материалов. Только свойства магнитных материалов
Можно рассматривать как рациональную основу их общефизической
классификации.
I По этой классификации магнитные материалы с разными хими-
скими составами, полученные различными технологическими ме-
Дами, но обладающие одинаковыми свойствами, относятся к од-
127
пой категории. А магнитные материалы одного химического состава,
по разной обработки, обладающие различными свойствами, отно-
сятся к разным по применению группам магнитных материалов.
В соответствии с принятой классификацией по магнитным свой-
ствам в гл. 10—26 рассмотрены все основные магнитные материалы,
которые в настоящее время систематически исследуют и широко
применяют в технике.
ГЛАВА 10
МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ С НАИБОЛЬШЕЙ НАМАГНИЧЕННОСТЬЮ
НАСЫЩЕНИЯ (ЖЕЛЕЗО, ЖЕЛЕЗОКОБАЛЬТОВЫС СПЛАВЫ)
Магнитные материалы с наибольшей намагниченностью насыщения
применяют главным образом для изготовления магнитопроводов, ос-
новным требованием которых является получение наибольшей плот-
Рис. 10.1 Зависимость индукции
насыщения и температуры Кюри
от состава жслезокобалыовых
пости магнитного потока. Такие ма-
териалы изготовляют на основе же-
леза и железокобальтовых сплавов.
Железо является основным компо-
нентом почти всех современных маг-
нитных материалов. В этой главе
железо рассматривают как самосто-
ятельный магнитный материал
(обычно его называют низкоуглеро-
дистой электротехнической сталью}
с магнитной индукцией насыщения
Bs=2,15 Тл. В гех случаях, когда
требуется наибольшая концентрация
магнитного потока при миннмаль-
сплавов ных размерах технических уст-
ройств, применяют железокобальто-
вые сплавы, индукция насыщения которых достигает 2,43 Тл (рис.
10.1). Экономия в массе и объеме механических изделий в случае
использования железокобальтовых сплавов вместо железа состав-
ляет 15—20%.
§ 10.1. Химический состав и способы получения
Магнитными материалами с наибольшей намагниченностью на-
сыщения являются: технически чистое железо и железокобальто-
вые сплавы. При эксплуатационной (комнатной) температуре из
всех существующих магнитных материалов железокобальтовые
сплавы обладают наибольшей намагниченностью насыщения (Bs==
= 2,43 Тл), превышающей па 13% намагниченность насыщения
железа)
128
Технически чистое железо для магнитных материалов получа-
ют из доменного чугуна. Исходным материалом является желез-
ная руда, которую вместе с известняком и коксом загружают в
доменную печь. Сквозь эги материалы при высокой температуре
непрерывно продувают воздух. Образующийся при этом расплав-
ленный чугун выпускают из горна домны через каждые 5—6 ч. Для
получения 1 г чугуна требуется около 2 т руды (преимущественно'
Fe2O3), 1 г кокса, 0,5 т известняка и 4 т воздуха. Температура за-
груженных материалов в печи возрастает по мере их медленного
опускания и в самой горячей зоне (вблизи горна) достигает 2000сС.
Теплоту, необходимую для осуществления химической реакции, по-
лучают при сгорании кокса:
2СД-О2=2СО.
Реакция образования железа из руды:
Fe2O3+ЗСО = 2Fe+ЗСО2,
Известняк при нагревании разлагается (СаСО3=СаО + СО2), из-
весть соединяется с оксидами кремния и алюминия, присутствую-
щими в руде в виде примесей, и образует относительно легкоплав-
кие соединения, которые могут быть легко удалены:
2СаО f-Al2O3-|-SnO2= 2CaOAl2O3SnO2.
Но часть оксида кремния восстанавливается углеродом:
SiO24 2C=Si-f 2СО.
Образующийся кремнии растворяется в железе. Оксиды каль-
ция, магпия и алюминия углеродом не восстанавливаются. Сера —
примесь кокса — превращается в сульфид железа, затем в сульфид
кальция и уходит в шлак:
FeS + CaO-]- C = CaS + Fe-f-CO.
Небольшая часть серы растворяется в чугуне. Оксиды марганца —
примесь ртути, частично восстанавливаются:
МпО2-|-2С — МИ+2СО,
а марганец растворяется в чугуне. Фосфор, находящийся в виде фос-
фата кальция, восстанавливается по реакции
PA4-SC-2P+5CO
11 остается в чугуне.
Примерный химический состав получающегося доменного 4vrv-
00^Fer ’93%,9 4%> Мп—Si —1,0%, Р —0,2%, S —
’ /о- Доменный чугун превращается в техническое железо и сталь
основном в мартеновской печи, где углерод, кальций, марганец,
фосфор в кремний удаляются окислением. Оксиды и примеси, на-
5~ Мишин д д 129
ходящиеся во взвешенном состоянии, удаляют под действием газов,
выделяющихся во время процесса плавки.
Мартеновские печи обычно емкостью до 100 т загружают желез-
ным ломом (скрапом), доменным чугуном, известняком и в неболь-
шом количестве железной рудой. Нагревание производят горящим
распыленным мазутом или нефтью. Сначала окисляется скрап, за-
тем обжигается известняк и образуется диоксид углерода, а в по-
следней стадии (под шлаком, образующимся из извести и оксида
кремния) происходит рафинирование железа. Мартеновский способ
выплавки железа и стали занимает ведущее положение. Наряду с
мартеновским все большее развитие получают конверторный и элек-
троне чной способы. Дуговая электросталеплавильная печь имеет
ряд существенных преимуществ: быстрое и точное регулирование
температуры, содержание вредных примесей серы, кислорода и
других может быть доведено до очень низких значений. В мартенов-
ской стали содержание серы и фосфора до 0,04, а в электропечной
до 0,01. Суммарная загрязненность мартеновской стали в 1,33, а
кислородпо-конверторной в 1,26 раза больше, чем электростали.
Таблица 10.1. Содержание примесей
Элемент Содержание примесей, %
Электродигическое железо Карбонильное железо I
с 0,006 0,02
Мп 0,001 0,08
Si 0,005 0,04
Р 0,005 0.005
S 0,004 0,005
Очень чистое железо получают при помоши электролиза, восста-
новлением чистых оксидов водородом или переводом железа в кар-
бонил железа Fe(CO)s и обратном его выделением из карбонила.
Результаты анализа электролитического и карбонильного железа
приведены в табл. 10.1.
§ 10.2 Кристаллическая структура
Элементарная ячейка чистого железа — объемно-нептрирован-
нын куб (a-фаза) с параметром а —0,2861 нм (при комнатной тем-
пературе). При нагревании железа имеет место аллотропическое
превращение. При температуре 910°С a-фаза переходит в у фазу,
т. е. в гранецептрироваппый куб с постоянной а —0,2877 им. Темпе-
ратурная зависимость постоянных решеток а- и у-фаз приведена иа
рис. 10.2. Линейное сжатие при а у превращении составляет
2,6 10 4 нм. При температуре 1400°С у-фаза переходит в 6-фазу,
130
г. е. в объемно-центрированный куб с параметром решетки а —
= 0,294 им.
Кроме примесей основными факторами, определяющими магнит-
ные свойства железа, являются размеры, структура (блочность)
зерна и структура дефектов кристаллической решетки. Режимы тер-
мических обработок, обусловливающих оптимальную структуру
зерна и структуру дефектов кристаллической решетки, различны
для раскисленного и пераскисленного железа. Отжиг раскисленного
Рис 10.2. Изменение параметра ре-
uieiKii при а — у-прсвращеиии
Рис. 10.3 Зависимость
коэрцитивной силы же-
леза от температуры и
числа отжигов
алюминием железа при температуре 920°С в течение 2 ч с медлен-
ным охлаждением приводит к росту зерна. Нитриды алюминия,
стабильные до 1200°С, сдерживают рост зерна в у-фазе и способст-
вуют измельчению при (у—а)-превращении. При отжиге ниже тем-
пературы аллотропического превращения (850°С) в соответствии с
диаграммой состояния Fe—С образуется небольшое количество аус-
тенита, обогащенного углеродом. При этом основная составляющая
(«-фаза) обедняется углеродом, в результате чего коэрцитивная си-
ла уменьшается (рис. 10.3).
Г При многократном отжиге при 920°С (выше температуры алло-
тропического превращения) происходит такое перераспределение
Дефектов кристаллической решетки материала, при котором коэрци-
тивная сила значительно снижается и становится меньше, чем после
отжигов при 850°С. При высокотемпературных отжигах железа на-
блюдается значительный рост размера зерна:
I Температура отжига, °C . 950 1050 1150 1250
) Число зерен на 1 мм2 . . 29 26 17 8
Наименьшая коэрцитивная сила (14,4—28,8 А/м) раскисленного
, тюминием железа достигнута после отжига по режиму: нагревание
ГА—
131
до 1250°С, выдержка 1 ч, охлаждение со скоростью 100°С/ч до
850°С, выдержка 4 ч, охлаждение со скоростью 4О’’С/ч до 600°С, за-
тем охлаждение произвольное. I
Для железа, не раскисленного алюминием, технически опти-
мальным режимом отжига является следующий: нагревание д0
900—920°С, выдержка 2 ч, охлаждение со скоростью 40сС/ч д0
600°С, затем охлаждение произвольное. При отжиге происходит
также обезуглероживание. Влияние скорости охлаждения д0
600°С на коэрцитивную силу, по-видц.
мому, связано также с распределением
углерода в железе. При скорости ох-
лаждения менее 40° С/ч образуется
структурно-свободный цементит, кото-
рый повышает коэрцитивную силу сла-
бее, чем перлит, образующийся при
больших скоростях охлаждения. Влия-
ние скорости охлаждения при темпера-
турах ниже 600сС на коэрцитивную си-
лу железа незначительно. .
В железе имеет место впутризереи-
ная структура, образуемая блоками,
имеющими небольшую разориенташпо
кристаллографических плоскостей!
Процесс образования блочной структу-
ры (полигонизации) сводится в основ-
дислокационных стенок, которые делят зерно
железе происходит во время охлаждения
Легирующий элемент л. Тл Легирующий элемент Bs, Тл
Без легирующего элс- 2,40 Титан 2 33
мен’а Ниобий 2,32 2 30
Вольфрам 2.33 Ванадий
Марганец 2,35 Хром 2 10
Никель Молибден 2,35 2,34 У1 лсрод 2,16
НК-НО-
кри-
Рис. 10.4. Коэрцитивная
сила железа при различных
размерах карбидных
чепнй. Пунктирная
вая — расчет
ном к образованию
на блоки.
Этот процесс в ________ , ____
после нагревания выше температуры превращения, когда имеет
место фазовый наклей. Число дислокационных линий, приходя-
щихся на участок межблочной границы, единичной длины, иногда
удается определить экспериментально.
Магнитные свойства железа существенно зависят от включений
и макроскопических дефектов. На рис. 10.4 приведена зависимость
коэрцитивной силы железа от размера карбидных включений. При
малых размерах включений коэрцитивная сила железа низка. При
их увеличении, когда размер включения достигает ширины междо-
мепной границы, имеет место максимум коэрцитивной силы. Восхо-
дящая ветвь кривой Нс(1) соответствует процессу старения, а нисхо-
дящая— перестареппому состоянию. В железе наблюдается низко-
температурное магнитное старение — повышение коэрцитивном
силы со временем. Магнитное старение обусловлено примесями Л
по-видимому, дефектами кристаллической решетки железа. Вл',я‘
пие роли отдельных факторов на магнитное старение пока еШ®
изучено недостаточно. Сообщенные в литературе сведения по ста*
рению противоречивы. Обнаружено, что старение при Ю0сС
после отжига, так и после закалки с 710сС сопровождается обр2'
132
зоваписм выделения. Однако после отжига выделения укрепляются,
а после закалки дисперсность выделения не меняется даже после
выдержки при 600°С, вследствие чего магнитные свойства железа
после закалки не изменяются. Предпринимаются попытки создания
нестареющего железа посредством добавки бора и другими спо-
собами.
Таблица 10.2. Влияние третьего компонента на индукцию насыщения железо-
кобальтового сплава [10.1]
Кристаллическая решетка железокобальтового сплава (вблизи
50% Со) является объемно-центрированным кубом а. При темпера-
туре 920сС имеет место а—у-превращепие, а у-фаза пеферромагиит-
на. При температуре ниже 730=С равновесное состояние сплава яв-
ляется упорядоченным со сверхструктурой Fe—Со. При упорядоче-
нии этого сплава постоянная решетка увеличивается от 0,2848 до
0,2851 им, тогда как для большинства других сплавов при упорядо-
чении атомов происходит уменьшение объема. В соответствии с диа-
граммой фазового равновесия технология этого сплава следующая:
слитки сплава отжигают при температуре 1000—1200сС, при такой
же температуре производят прокатку листов до толщины 2,5 мм в
течение небольшого промежутка времени, затем листы отжигают
при температуре 850—1000'С и закаливают в соленой воде. Даль-
нейшую прокатку листов ведут при ко-мнатпой температуре. После
штамповки производят отжиг при температуре 850'С в течение 1 ч,
скорость охлаждения при этом должна быть оптимальной. Все до-
бавления легирующих элементов в железокобальтовые сплавы вы-
зывают уменьшение индукции насыщения. Индукция насыщения
Для железокобальтовых сплавов, содержащих 2% легирующих эле-
митов (при равных количествах железа и кобальта), приведена в
табд. 10.2.
§ 10.3. Л^агнитные и электрические свойства
ня Температурная зависимость магнитной индукции при различных
ГпРн>кеииостях полей приведена на рис. 10:5. 11а рис. 10.6 прпведе-
► температурная зависимость кривых намагничивания железа.
133
В области низких температур зависимость Js описывается формулой
js=js0({—СТ)3'2. Основное уменьшение Л железа с температурой
происходит в интервале температур примерно от 500°С до темпера-
Рис. 10.5. Зависимость
намагниченности желе-
за от напряженности по-
ля и температуры
Рис 10 6 Кривые намаг-
ничивания железа при
различных температурах
туры Кюри. Экспериментально были определены константы магни-
токристаллической анизотропии железа при /—20С: /^=4,8 Дж/м3,
К2=5-103 Дж/м3.
Рнс. 10.7. Константы анизотропии
железа в зависимости от темпе
ратуры
Рис. 10 8 Кривые магннтострнЯ
дни монокристаллов железа Д-пя
различных кристаллографических
направлений
Температурная зависимость первой и второй констант магШч
пой анизотропии отожженного железа представлена на рис. ПИ
Зависимость констант анизотропии более резка в сравнении с теМ
пературпой зависимостью насыщения. В случае полнкр1*
таллического железа после холодной прокатки возникает м
питоупругая анизотропия. Направление легкого памагпичиваН
134
и тригональном <
Рис 109 Кривые намагни-
чивания железа в слабых
полях при различных ра
стягивающих напряжениях
определяется направлением прокатки Для поликристаллического
железа после прокатки ось легкого намагничивания составляет
угол 45е с направлением прокатки, а после рекристаллизации прак-
тически совпадает с пей.
Кривые магнитострикции для основных кристаллографических
направлений монокристаллов железа приведены на рис. 10.8. Маг-
нитострикция в тетрагональном <100;
направлениях весьма мала до тех пор,
пока намагниченность не достигает
примерно половины намагниченности
насыщения Магнитострикция в тетра-
гональном и тригональном направле-
ниях при больших намагниченностях
соответственно положительна и отри-
цательна. Магнитострикция в диаго-
нальном направлении <110> в средних
полях положительна, а в сильных по-
лях— отрицательна. Для намагничи-
вания монокристалла железа в тетра-
гональном направлении <100) требу-
ются значительно меньшие поля, чем
для намагничивания в других направ-
лениях. Направления типа <100) и
<111) в железе являются соответствен-
но направлениями легкого и трудного
намагничивания; такое соотношение
осей по трудности намагничивания
связано с соотношением констант ани-
зотропии. В сильных полях направле-
нием трудного намагничивания стано-
вится направление типа <110).
На рис. 10.9 приведены кривые индукции в слабых полях поли-
кристаллических образцов железа в свободном состоянии и при
различных растягивающих напряжениях. Под действием растяже-
ния магнитная индукция в слабых полях возрастает, а в средних —
уменьшается. Термодинамически эти закономерности объясняются
соотношением знаков магнитострикции и упругих напряжений. При
намагничивании образцов железа деформация в слабых полях по-
ложительна, а в средних и сильных — отрицательна.
Кривые намагничивания и магнитной проницаемости поликрис-
|?лличсского железа в слабых полях находятся в большой зависн-
°СТ|1 <>т примесей и дефектов кристаллической структуры. Макси-
Ильная проницаемость железа в зависимости от отработки может
Б ’’Яться в сотни и тысячи раз.
И, мочальная и максимальная проницаемости при нагревании воз-
Е ают, достигают максимальных значений и вблизи температуры
в РИ резко уменьшаются. Коэрцитивная сила при нагревании мопо-
135
Таблица 10.3. Магнитные свойства некоторых марок железа по ГОе>Т 11036—75
Марка стали
Коэрцитивная
сила и разомкну-
той цепи. Л/м,
нс более
Магнитная индукция при напряженности магнитного
поля, Л/м, п замкнутой цепи. Тл. ис менее
1000
2500
20895 95,0 1,32
20864 64,0 1,40
1,45
1,50
1,54
1,60
тонко уменьшается. Такой ход кривых проницаемости и коэрцитив-
ной силы объясняется видом температурной зависимости магнитной
анизотропии и магнитострикции
В табл. 10.3 приведены магнитные свойства некоторых марок
железа. Цифры в марке стали означают: первая—вид обработки
давлением (1 горячекатаная и кованая,2— калиброванная); вто-
рая -содержание кремния (0 — сталь пелегироваппая, без норми-
рования коэффициента старения; 1 сталь нелегировапная с задан-
ным коэффициентом старения); третья — по основной нормируемой
характеристике (8 — коэрцитивная сила); четвертая и пятая— ко-
личественное значение основной нормируемой характеристики (ко-
эрцитивной силы в целых единицах А/м).
Упругие напряжения дислокаций, возникающих при штамповке,
резке и прокате, значительно ухудшают магнитные свойства. Так,
пластическая деформация па 1—2% сопровождается снижением
максимальной проницаемости на 30—50%.
В железе наблюдается магнитное старение, т. е. увеличение ко-
эрцитивной силы со временем. При увеличении температуры уско-
ряется процесс старения. Старение уменьшается при легировании
железа кремнием или алюминием. После выдержки желоза при
100°С в течение 100 200 ч старение также значительно уменьша-
ется.
Температурная зависимость индукции насыщения сплава
50% Fe- 50% Со приведена па рис. 16.10. Резкое уменьшение ин-
дукции насыщения вблизи 1000°С объясняется аллотропическим
превращением ферромагнитной фазы в пеферромагнитиую [10-1;
10.2]. Магнитная индукция отожженных железокобальтовых спла-
вов при различных напряженностях полей приведена на рис. 10.11.
Кривая намагничивания пермендюра с содержанием 1,82% V в лис-
те толщиной 0,2 мм приведена на рис. 10.12. В слабых полях индук-
ция пермендюра в несколько раз меньше, чем у железа. В сильных
полях индукция и проницаемость пермендюра значительно больше-
чем у железа. Зависимость удельного сопротивления железокобаЛ*-
товых сплавов от температуры и состава представлена на рис. KjM
136
g Т/. П-1,710^А/М
О 10 20 50 W 50 60 70 80 90
Вес. % СО
Рис. 10 10. Зависимость
индукции насыщения
сплавов 50 % Fe —50 % Со
от температуры
Рис 10.11 Зависимость маг-
нитной индукции железоко-
бальтового сплава от напря-
женности поля при 20°С
10 12. Кривая на-
магничивания пермендю-
₽а (49%Fc, 49 % Со.
1.80%V)
Рис. 10 13 Зависимость удель-
ного сопротивления р и тем-
пературного коэффициента
удельного электрического со-
противления а желсзокобаль-
товых сплавов от температуры
137
§ 10.4. Перспективы повышения качества
Главнейшая характеристика железа — намагниченность насыще-
пня, равная самопроизвольной намагниченности и обусловленная
значениями атомных магнитных моментов н обменным взаимодейст-
вием электронов, по современным теоретическим представлениям,
не может быть увеличена. Однако представляет интерес изучение
влияния возбужденных состояний электронов, создаваемых, напри-
мер, закалкой, на самопроизвольную намагниченность. Имеется так-
же перспектива повышения проницаемости железа в слабых и сред-
них магнитных полях. Есть два пути увеличения проницаемости в
слабых и средних магнитных полях и уменьшения коэрцитивной си-
лы железа: во-первых, получение железа с меньшим количеством
примесей; во-вторых, получение железа с оптимальной структурой
дефектов кристаллической решетки. Эги два пути повышения каче-
ства железа связаны между собой, поскольку дефекты кристалличе-
ской решетки взаимодействую г с примесями.
Таблица 10.4. Магнитные свойства железа, полученного в лабораторных условиях
Железо
Начальная
проницае-
мость»
Максимальная
проницаемость,
^тах
Ис, А/м
Очищенное высокотемпературной обработкой 25 000 250 000 49 800 4 5,7
Электрическое (общее количество примесей не более 0.01%) 2 100
67 500 5,1
Полученное путем восст аповлепия Fc2O3 водородом 6 000
Путем длительных высокотемпературных отжигов вблизи те>
рагур плавления получено железо с рекордно высокими свойствами.
До сих пор никакими другими методами не удавалось достичь этих
результатов (табл 10.4).
Образцы отжигали в железном контейнере, в котором по желез-1
ной трубке подавали водород, очищенный путем диффузии при вы-
сокой температуре через стенки палладиевых трубок. Образны
нагревали до 1480"С с выдержкой 32 ч, охлаждали в печи до 880Я
с последующей выдержкой в течение 12 ч, дальнейшее охлаждение
проводили произвольно. Оптимальная температура для удаления
углерода с поверхности образца не совпадает с оптимальной темпЯ
ратурой для перемещения углерода с глубинных участков образна
на его поверхность. Отжигом железа в водороде по режиму: нагре*
ванне до 920°С и охлаждение со скоростью 40 К/ч до 600°С, затеи
произвольное охлаждение на воздухе — удалось получить коэрнЧ
дивную силу 16—24 А/м [10-1}. Проблема производственного 1Ю-П>|
138 I
чепия железа с коэрцитивной силой ниже 40—48 А/м может быть
решена путем последовательных отжигов во влажном и сухом водо-
роде. Исследование механизма перестройки структуры при различ-
ных термических обработках, по-видимому, позволит раскрыть
дальнейшие возможности повышения качества одного из главшей-
ших магнитных материалов — железа (см. табл. 10.4).
Вопросы и задачи
10.1. Объяснить причину различия магнитного поля насыщения и поля магнито-
кристаллической анизотропии железа и желсзокоба.тьтовых сплавов.
|0.2. Как влияет пластическая деформация на магнитные свойства железа и
жадезокобальтовых сплавов?
10.3. Перечислить способы уменьшения поля насыщения для железа и железо-
кобальтовых сплавов.
10.1- Рассмотреть перспективу разработок получения магнитных материалов с
большей, чем у железа, намагниченностью насыщения.
10.5. Как учитываются аллотропические превращения при определении режима
термической обработки железа?
10.6. Какое влияние оказывают примеси на магнитные свойства железа и же-
лсзокобальтовых сплавов?
10.7. Как можно объяснить максимум иа экспериментальной кривой зависимо
стн самопроизвольной намагниченности железокобальтовых сплавов от кон-
центрации?
10.6. По самопроизвольной намагниченности железа и железокобальтового спла-
ва вычислить магнитные моменты атомов железа и кобальта.
10.8. По кривым намагничивания железа и же-тезокобальтовых сплавов по-
строить зависимости магнитной проницаемости от напряженности намагничи-
вающего поля.
Дополнительная литература
10 1 Бозорт Р. Ферромагнетизм. М., 1956
10 2. Хек. К. Магнитные материалы и их техническое применение. М, 1973.
ГЛАВА И
МАГНИТОМЯГКИЕ МАТЕРИАЛЫ С МАЛЫМИ ПОТЕРЯМИ ЭНЕРГИИ
ПРИ ПЕР1 ИА1 НИЧИВАНИИ В ПОЛЯХ С ЧАСТОТОЙ 50 Гц
(ЭЛЕКТРОТЕХНИЧЕСКАЯ СТАЛЬ)
Производство магнитных материалов с малыми потерями энергии
"рп перемагничивании с частотой 50 Гц является самым массовым.
Их ежегодное производство исчисляется миллионами тонн.
• Несмотря на то что исследования, разработка и производство
[Их материалов ведется с начала XX в., изучение физического ме-
издга намагничивания перемагничивания и повышения качества
с ‘х материалов является актуальным и в настоящее время. Это
в T’ai!0 с широким и все развивающимся применением материалов
Тр ех,,ическнх устройствах — электрогенераторах, двигателях,
» 1Сформатирах и др., качественный уровень которых определяет-
139
1
ся свойствами современных марок этих материалов. На рис. 11.1
показано, как повышалось качество этих материалов за столетие; I
снижались потери па перемагничивание.
§111. Влияние химическою состава
на основные взаимодействия
Экспериментально было найдено, что магнитомягкие материалы
с малыми потерями при перемагничивании с частотой 50 Гц могут
быть получены на основе сплавов железа с кремнием На рис. 11.2
приведена диаграмма фазового рав-
новесия этих сплавов. Раствори-
мость кремния в железе в твердом
состоянии при температурах ниже
800°С достигает 15%• Для сплавов
с малым количеством примесей, со-
держащих более 2,5% кремния, в
области твердых растворов v-фаза
(ГЦК решетка) отсутствует. В спла-
вах с содержанием кремния менее
2,5% имеет место v область, которая
при увеличении содержания углеро-
Рис. 11.1. Понижение >ровня да расширяется (рис. 11.3).
удельных потерь на персмагничи- Растворение кремния в а-реше ;
ванне (повышение качества) ке железа вызывает Уменьшение об- j
мепною . аимодействия Темпера-
тура Кюри и нама! ниченность насы-
щения уменьшаются. На рис. 11.4 представлена зависимость ин-
дукции насыщения от содержания кремния. При увеличении кон-
центрации кремния индукция насыщения монотонно и почти про-
порционально убывает.
Матиитокрпстал |цЧ1-ское в мимодеиствие при легировании же-
леза кремнием уменьшается. На рис. 11.4 представлена зависимость
константы магнитной анизотропии К электротехнической стали от
содержания кремния. Зависимость магнитострикционных констант
А.оо и Ат от содержания кремния различна (рис. 11.5) Константа
7чоп резко уменьшается при увеличении концентрации кремния и
при содержании около 6% кремния меняем знак. Константа Хш
возрастает при увеличении содержания кремния и при содержат^
кремния около 5% меняет знак 17; 8; 11.1].
Магнитострикция насыщения с увеличением содержания кре»'
ния и при нагревании при температуре порядка 500 600°С возра£|
тает Дальнейшее нагревание сопровождается резким уменьшеЧ J
Mai иитострикции Магнитострикция насыщения электрттехпическ
стали с 1 и 2% Сг меняет знак соответственно при 380 и 301в I
Максимумы па кривых Z(T') объясняются разными знаками к
стант магнитострикции Х1Оо>0 и 7Чц<0. Экспериментально нон I j
140 I
но, что в электротехнической стали сначала идут процессы смеще-
ния, затем процессы вращения, поэтому при намагничивании магни-
тострикция сначала увеличивается, затем, когда проходят процессы
вращения, уменьшается. Зависимость максимального значения маг-
нитострикции для всех исследованных составов носи г общин харак-
тер: при нагревании максимальное значение магнитострикции
увеличивается.
Рис 11.2. Диаграмма состояния
системы железо — кремний
Рис. 11.3 Влияние углерода на
а — у превращения
11.1 Зависимость индукции на-
Цения и константы магнитной
кристаллической анизотропии элск
отехиической стали от содержания
кремния
Рис. 11.5 Зависимость магнито-
стрикционных констант Хюо, Хщ
электротехнической стали от со-
держания кремния
электрическое сопротивление
I Влияние кремния на удельное
|?ектротехни ческой стали показано на рис. 11.6. Резкое возрастание
-Дельного электросопротивления сопровождается значительным
141
Таблица 11.1. Классификация электротехническим стали по содержанию кремния
Обозначение
Содержание кремния,
нес. %
Обозначение
Содержание кремния,
нес. %
О До 0,4 (пелегированпая)
1 0,4—0,8
2 ОД-1,8
1,8—2,8
2,8—3,7
3,8—4,8
уменьшением потерь на микро- и макровихревые токи в этом мате-
риале.
Предел текучести электротехнической стали при увеличении со-
держания кремния до 4,5% возрастает в 5 раз, предел прочности —
в 2,5 раза. При содержании кремния выше 4,5% предел текучести и
а!№‘
0286
02855
0.285
0,2845
0.284
0,2855
0,285
0,2825
0,282
0,7815
0,28Ю
0 2 4 6 8 10 12 14 16
вес % Si
-,7,9
7,85
1,6
7.75
7.7
7,65
7,6
7,55
7,5
7,45
ат. 7, Si j> idta/ir
7,4
Рис. 11 6. Зависимость удельного
электрического сопротивления
электротехнической стали от со-
держания кремния
МИ
предел прочности резко уменьша-
ются. Относительное удлинение
при увеличении содержания крем-
ния свыше 2,5% также значи-
тельно уменьшается. Зависимость
механических и магнитных
свойств кремнистого железа от со-
держания кремния обусловливает
оптимальные химические составы
этих материалов. В производстве
и применении различают шесть
групп электротехнической стали
(табл. 11.1).
§ 11.2. Химический состав
по примесям
Химический состав высокопро-
ницаемых материалов с малыми
с частотой 50 Гц определяется
основным химическим составом и химическим составом по приме-
сям, который зависит от шихтовых материалов, а также о техно-
логии производства. Сплав выплавляется в других мартеновских
печах. Кристаллизация производится в слитках вс , лько
тонн. Условия, особенно скорость кристаллизации, в л: гельНОЯ
степени определяют структуру дефектов кристаллической решетки.
После нагревания до 1200—1250 С слитки обжимают, м про-
изводят горячую и холодную многоступенчатую прокатку с проме-
жуточными нагреваниями В процессе отжигов происходит значи-
тельное выгорание углерода, может изменяться и количество ДрУ*
гих примесей. Последней технологической операцией яг , :я вЫ'
сокотемпературный отжиг. Химический состав по примесям готовИ
142
ГО материала: 0,05 0,005% С; 0,2—0,003%S; 0,1—0,2% Мп; 0,02 —
0,01% Р. При таких количествах примесей а+у-область расшире-
на и для сплавов с содержанием до 5% Si лишь незначительная
часть кристаллов превращается в у-фазу при температурах выше
800°С. Этим обусловлен режим отжига электротехнической стали
при температурах, больших 800°С.
Таблица 11.2. Влияние структурного состояния углерода на коэрцитивную силу
электроге*иической стали
Номер образца После первого отжига После второго отжига
пс. А.'м с. % Структура Дс. А м с. % Структура
1 30 0,017 Цементит п э границам зе- рен 30 0,017 Графит внут- ри зерна
2 32 0,023 Цементит пс границам и внутри зерна 20 0,23 Тс же
3 23 0,015 1 рафит внут- ри зерна 36 0,015 Цементит по границам и внутри зерна
Наиболее вредное влияние на магнитные свойства кремнистого
железа оказывает углерод, причем потери на гистерезис в основном
возрастают до предела растворимости углерода в а-решетке железа
(0,006%). Влияние углерода на магнитные свойства электротехни-
ческой стали довольно сложное. Примесь углерода затрудняет обра-
зование текстуры рекристаллизации этих материалов. Mai нитпые
свойства электро технической стали зависят не только от количества
примеси углерода, но и от вида, в котором углерод содержится в
сплаве. Коэрцитивная сила при изменении вида углерода как струк-
турной составляющей может изменяться в два раза (табл. 11.2).
Когда углерод переходит из цементита в графит, магнитные свойст-
ва электротехнической стали улучшаются.
Значительное увеличение потерь энергии при перемагничивании
обусловлено примесью серы. Влияние примеси серы на потери, по-
видимому, связано с размером зерна, зависящим от содержания се-
ры. Примесь фосфора увеличивает электросопротивление, что спо-
собствует уменьшению потерь при перемагничивании. Влияние
примеси кислорода па магнитные и другие свойства электротехни-
ческой стали пока изучено слабо.
В Примесь азота в материале может привести к значительному
сличению потерь при перемагничивании. Азот также оказывает
ияине на магнитное последействие электротехнической стали
143
§ 11.3. Кристаллическая структура
Элементарная кристаллическая ячейка электротехнической ста-
ли при комнатной температуре — объемно-центрированный куб
(а-решегка). Для слаболегировапных материалов в зависимости от
примеси углерода при температурах выше 800сС имеет место алло-
тропическое превращение а-решетки в v-решетку (гранецентриро-
ванный куб). Постоянная а-решетки зависит от содержания крем-
ния (рис. 11.7). Вблизи состава с содержанием около 5% кремния
имеет место излом па кривой, который объясняется образованием
атомного упорядочения в сплаве. Наблюдаемые сверхструктурные
линии вблизи этого состава (6,7% кремния) соответствуют сверх!
структуре FejSi (14,35% кремния). При содержании кремния мень-
ше 5% атомное упорядочение отсутствует. Плотность электротехни-
ческой стали с увеличением содержания кремния уменьшается.
Рис. 11.7. Зависимость параметра
кристаллической решетки и плотно-
сти электротехнической стали от со-
держания кремния
Рис. 11.8. Кривые намагничивания
электротехнической стали с 3°й''1
кремния, измеренные под разными
углами к кристаллографическому на-
правлению < 100>
Характерной особенностью электротехнической стали являете!!
крупнозернистость. Размер зерен может достигать в отдельных слу-
чаях нескольких десятков сантиметров. Для большинства случаев,
однако, на I мм? приходится 10—100 зерен. При увеличении разме-
ров зерна магнитная проницаемость и потери па вихревые токи воя-
растают, потери на гистерезис и коэрцитивная сила уменьшаются-
Коэрцитивная сила горячекатаной электротехнической стали с 4W
кремния и с содержа нием углерода 0,615—0,02% при толщине л|
та 0,5 мм характеризуется зависимостью от размера зерна:
144
Количество зорей на
1 мм2.................... 10
//с, Л/м................... 30
30 50 70 100 130
38 44 48 51 54
Потери на гистерезис при уменьшении размеров зерна увеличи-
ваются, однако во многих случаях зависимость Mai нитных свойств
от размера зерна нс является однозначной. Это объясняется в ос-
новном тем, что при одинаковой крупности зерен структура границ,
а также внутризеренная структура (субструктура) и кристаллогра-
фическая ориентация зерен могут быть различными. Все перечис-
ленные факторы существенно влияют на магнитные свойства Влия-
ние кристаллографической ориентации зерен относительно плотно-
сти листа и направления прокатки магнитного материала (кристал-
лографическая текстура) обусловлено наличием магнитной кристал-
лографической анизотропии. Па рис. 11.8 магнитная кристаллогра-
фическая анизотропия представлена в виде кривых намагничива-
ния, измеренных под разными углами к кристаллографическому
направлению <100> кристаллографически текстурованной электро-
технической стали с'3% кремния.
Рис. 119. Схематическое представление преимущественной ориентации зерен и
кривая моментов для кубической (а) и ребровой (б) текстур
Для электротехнической стали характерными являются два типа
текстур: ребровая и кубическая.
В случаях ребровой текстуры кристаллографическая плоскость
типа {] 10} лежит в плоскости листа, однако направление типа <100>
близко к направлению прокатки (рис. 11.9, б); в случае кубиче-
ской текстуры кристаллографическая плоскость {100} и две оси
типа <Ю0> лежат в плоскости листа, причем одна ось <100) сов-
падает с направлением прокатки, вторая перпендикулярна ее на-
правлению (рис. 11.9, а).
145
Для получения кристаллографически текстурованной электро-
технической стали используют особенности кристаллографических
свойств дислокации и процессов рекристаллизации в материале.
Существует несколько технологических схем получения электротех-
нической стали с ребровой текстурой. Одной из последних является
следующая технологическая схема получения электротехнической
стали в виде лепты.
Заготовки толщиной около 3 мм, полученные в процессе прокат-
ки в нагретом состоянии, подвергают холоднон прокатке до толщц.
пы 0,7 мм в два приема, с промежуточным отжигом при температу-
ре 900—950°С н последующей холодной прокаткой до конечной тол-
щины 0,35 мм. При увеличении содержания кремния выше 3%
пластичность уменьшается и холодная прокатка затрудняется. IГри
многократной холодной прокатке плотность дислокации резко уве-
личивается. Длительный отжиг при 600°С снижает плотность дисло-
каций, но процесс рекристаллизации пе наступает. Отжиг при 900°С
вызывает рекристаллизацию, которая обеспечивает ориентацию
осей < 100> зерен вдоль направления прокатки. При этом кристалло-
графическая текстура достигает 80%. Магнитные свойства при та-
кой текс гт пе достаточны для многих видов магни гопроводов.
Отжиги при более высоких температурах до 1150 - 1200"С позво-
ляют получить текстуру до 90% и дополнительное рафинирование
материала, в результате чего коэрцитивная сила снижается до
10 А/м-
Электротехническая сталь с кубической текстурой была получе-
на различными технологическими приемами: горячей прокаткой до
толщины 5 мм, холодной прокаткой от 5 до 0,96 и 0,25 мм, проме-
жуточным отжигом в течение 1,5 ч при 850гС. Окончательный ре-
кристаллизационный и рафинирующий отжиг проводили при темпе-
ратуре 1250°С в течение 12 ч.
ДТногокристальная электротехническая сталь может быть полу-
чена как выращиванием из расплава, так и выращиванием зерен.
Методом зонной плавки были получены монокристаллы с ориента-
цией вдоль стержня: в первом случае — вдоль оси <110>, во вто-
ром— вдоль оси <100> [11.2; 11.3].
§ 11.4 Дефекты кристаллической структуры
Дефекты кристаллической структуры (точечные и дислокации)
оказывают значительное влияние на магнитные свойства магниТО'
мягких материалов. Все основные технологические операции: кРи
таллизация слитка, пластическая деформация, отжиг— связан^И
преобразованием структуры дефектов кристаллической решет*я
этих материалов. Даже хорошо выращенные монокристаллы
тротехнпческой стали кристаллографически несовершенны. Д
состоят из большого числа областей, называемых субзерна#1^
седине субзерпа имеют небольшую разницу в ориентации. Гра»
146
Рис 11.10 Петли .магнитно-
го гистерезиса монокристал-
лического кремнистого же-
леза, выращенного с раз-
личными скоростями:
/ — 0,4 мм/мин; 2 — 4 мм/мин;
3— 11 мм/мин
уеЖДУ субзернами (субграница) состоит из дислокации, образую-
щих своеобразную стенку, Суб1 раиицы влияют па изменение энер-
гии междоменных границ-при смещении и тем самым влияют па
магнитные свойства материала, обусловленные процессами смеще-
ния г
Конфигурация субструктуры зависит в основном от четырех фак-
торов: концентрации примесей, ориентации кристаллов и их скоро-
сти роста, температурного градиента в расплаве. Размеры субзерен
гвеличиваются с уменьшением скоро-
сти кристаллизации. Средний линей-
ный размер субзерен уменьшается от
I мм для малой скорости роста
0,4 мм/мин до 0,4 мм для большой ско
рост» роста 11 мм/мин. Средняя раз-
ность ориентации, определяемая по
ширине перекрытия или ослабления
изображений соседних зерен (пятеп),
с ростом скорости увеличивается от 10
до 30.
На рис. 11.10 представлены кривые
перемагничивания, измеренные на об-
разцах, выращенных с разной скоро-
стью кристаллизации, но одинаково
отожженных перед измерениями по
следующему режиму: выдержка 2 ч
при 1000сС, медленное охлаждение.
При уменьшении скорости кристалли-
зации материал становится магнитно более высокопроницаемым.
Домены в виде параллельных полос разделены 180с-границами.
Границы доменов систематически пересекаются субграницами зе-
рен. При увеличении скорости кристаллизации размеры доменов
)меныпаются. Уменьшение остаточной намагниченности при уве-
личении скорости кристаллизации объясняется тем. что субграпи-
Чы могут рассматриваться как зародыши перемагничивания. С уве-
личением скорости кристаллизации число субграпиц и соответст-
вие число зародышей обратной фазы увеличиваются, в резуль-
тат* чего остаточная намагниченность уменьшается.
он ‘ *.агчитные свойства кремнистого железа зависят от дислокацн-
структуры, возникающей при пластической деформации. Бы-
hvk л?11*’ влияние дислокационной структуры на коэрцитив-
Гри СПЛУ монокристаллов электротехнической стали с 3% кремния
Об; Пласти',еск°м деформировании в направлении типа <110>.
Kj031IbI вытравливались из большого зерпа (монокристалла)
та.1п ".Окага,,°и кристаллографически текстуровапной стали. Крис-
4и'ласГ'1:1^Ическая ориентация зерна с плоскостью типа {110} нахо-
° П0М01йью порошковых фигур. Поскольку структура дисло-
W чувствительна к неоднородностям распределения примесей,
147
что является характерным для промышленного материала, исследу-
емые образны были подвергнуты рафинирующему высокотемпера-
турному отжигу при температуре 1400°С в атмосфере сухого
водорода в течение 3 ч. После механической полировки для снятия
поверхностных напряжений производился вакуумный отжиг при
1050°С в течение 2 ч. Дислокационная структура выявлялась мето-
дом избирательного травления. Доменную структуру наблюдали
Рис 11.11. Коэрцитивная сила
кремнистого железа, измеренная
в различных кристаллографиче-
ских направлениях, после пласти-
ческого удлинения вдоль < 100>
порошковым методом.
Па рис. 11.11 приведена получен-
ная зависимость коэрцитивной силы
исследуемого монокристалла, изме-
ренная в различных кристаллогра-
фических направлениях, от пласти-
ческого удлинения. При деформации
до 4—15% имеет место резкое воз-
растание коэрцитивной силы. Одна-
ко дальнейшее увеличение деформа-
ции сопровождается небольшим
уменьшением коэрцитивной силы.
В исходном состоянии до пластиче-
ской деформации средняя плотность
дислокации составляла 1,6-107см-2.
На рис. 11.12,а приведена дис-
локационная структура электротех-
нической стали после деформации
на 12% и отжига при 500°С в тече-
ние I ч. Доменная структура имеет
вид полос с шириной домена 3-10~3 см. Пластическая деформация
сопровождается образованием дислокаций вдоль линии скольже-
ния (рис. 11.12, б). Доменная структура при этом подвергается
дроблению.
На рис. 11.13, а приведена доменная структура до пластической
деформации. Пластической деформации примерно на 4% соответст-
вует удвоение числа доменов (рис. 11.13, а, б). Большое увеличение
коэрцитивной силы при пластической деформации от нуля до 4%
объясняется увеличением плотности дислокации. Магнитоупругая
энергия доменов и междоменных границ увеличивается с ростом
плотности. При пластической деформации около 5% вблизи вклю-
чений образуется специфическая доменная структура. Аналогичная
структура наблюдалась при упругом растяжении электротехниче-
ской стали. Уменьшение коэрцитивной силы при деформациях,
больших 5%, объясняется, по-видимому, благоприятной ориентаци-
ей упругих напряжений дислокации.
При деформации около 16% анизотропия коэрцитивной силы
мала (рис. 11.14, а). Доменная структура, наблюдаемая по порош-
ковым осадкам, исчезает. Дальнейшее увеличение деформации со-
148
al 6)
Рис 11 12. Дислокационная структура кремнистого железа, выявленная трав-
лением:
о-после плащичсского удлинения на 12% и отжига при 50О°С, б — после удлинения на
15% без отжига
р
*"с- 11.14 Исчезновение доменной структуры после пластического удлинения
На 16%, наблюдаемое по порошковым осадкам (а), и появление ее после
удлинения на 17% (б)
149
провождается появлением доменной структуры в виде полос, разде-
ленной структурой типа «мозаика» (рис. 11.14, б).
Зависимость коэрцитивной силы от пластического удлинения в
направлении типа <110>, измеренной в трех основных кристаллогра-
фических направлениях, различна. Коэрцитивная сила, измеренная
в направлении типа <110}, возрастает с увеличением пластического
удлинения до 16%. При дальнейшем увеличении пластического уд-
линения до 32% коэрцитивная сила уменьшается. Коэрцитивная
сила, измеренная в направлении типа <111 }, монотонно возрастает
при увеличении деформации. До деформации 11% сохраняется
анизотропия коэрцитивной силы типа А:
НС(100> <С г/с(1 ю>.
В области деформации 11,5% анизотропия практически отсутствует.
В интервале деформации от 12 до 20% имеет место анизотропия
коэрцитивной силы типа В:
^/с(100)<С ^с<110><^ ^с(111>. (11.1)
При деформациях от 23 до 32% из-за неоднородности деформа-
ции по длине образца анизотропия типа А восстанавливается, но
значение коэрцитивной силы почти на порядок больше по сравне-
нию с отожженным состоянием этого материала. Экспериментально
полученная зависимость коэрцитивной силы монокристаллов элек-
тротехнической стали от пластической деформации обусловлена
перестройкой дислокационной и доменной структур при пластиче-
ском растяжении.
Взаимодействие дислокаций, движущихся по различным кри-
сталлографическим плоскостям, сопровождается образованием
упругих полей напряжения, направленных параллельно оси растя-
гивающих усилий. Благодаря этим упругим нолям изменяющаяся
доменная структура сопровождается анизотропным (в зависимости
от степени пластического удлинения монокристаллов электротехни-
ческой стали) изменением коэрцитивной силы.
Свойства магнитных материалов чувствительны к микроскопиче-
ским включениям. Было изучено [1] влияние макроскопических
включений и микроскопических дефектов кристаллической решетки
па доменную структуру и магнитные свойства кремнистого железа.
При охлаждении материала вблизи включений неметаллических
фаз типа А10з и SiO2 из-за различия коэффициентов термического
расширения металла и включения возникают напряжения.
Эти напряжения при термических обработках могут превос^
ходить предел текучести, в результате чего происходят локальные
пластические деформации, сопровождающиеся увеличением плотно-
сти дислокации. Методом травления были выявлены участки, имею-
щие вид звездочек; направления лучей этих звездочек связаны со
следами плоскостей скольжения. Локальные дислокационные на-
пряжения вызывают перестройку доменной структуры материала.
150
Однако в кремнистом железе с магнитострикцией, близкой к пулю
(6,3% Si), перестройка структуры доменов вблизи включений не
обнаруживается, несмотря на то что напряжения вблизи включений
существуют. Таким образом, взаимодействие доменной структуры с
дефектами типа локальных напряжений и скоплений дислокаций
определяется магнистострикцией материала.
§ 11.5. Способ получения электротехнической стали
Получение лабораторных образцов и промышленное производст-
во магнитных материалов слагаются из нескольких этапов выбор
сырья, приготовление шихты, плавка, разливка, механическая, тер-
момеханическая, термическая и термомагнитная обработка (рис.
Кислород
Получение Речь для
стали Получение Прокат нагревания
слитки
Пепрепьт/оетермо- РрсЛление
бытяеибанце
ПрокалЛГ^W_<?> ©
итвянии Д. J Периодический 1Ыермс1ПМЯ Резка
_______у отжиг одраЬотко
Cnocoi двойного проката
Рис. 11.15. Технологическая схема производства электротехнической стали
Выбор сырья, приготовление шихты. При лабораторном изготов-
лении образцов магнитных материалов во многих случаях в качест-
ве сырья можно использовать обычные технические материалы. Для
получения образцов высокой чистоты необходимо применять не
только исходные материалы соответствующей чистоты, по и спе-
циально приготовленные тигли, а также обеспечить соответствую-
щую инертную атмосферу или достаточно высокий вакуум.
Плавка и разливка. При плавке и разливке содержание приме-
сей может меняться в довольно широких пределах. Процентное со-
держание примесей изменяется вследствие реакций, происходящих
Между расплавом, с одной стороны, и атмосферой, шлаком или фу-
теровкой тигля — с другой; кроме того, обычно происходят химиче-
ские реакции между различными компонентами сплава. Плавки до
О кг удобнее производить в высокочастотных вакуумных печах
или в печах с регулируемой атмосферой. Ток высокой частоты
14—500 кГц пропускают через охлаждаемую водяную обмотку,
^полненную из медных трубок. Создаваемое электрическим током
151
высокочастотное магнитное поле возбуждает в проводящей шихте
вихревые токи, под действием которых шихта разогревается. При
этом происходит также активное перемешивание шихты, способст-
вующее получению однородного слитка. Для набивки тигля исполь-
зуют глинозем, магнезит, алунд.
Плавление электротехнической стали в промышленном произ-
водстве производят в мартеновских печах, конверторах или элек-
тродутовых печах. Источником теплоты в электродуговых печах
является электрическая дуга между угольными электродами и
металлом. Сила тока в дуге превышает 10 000 А. Расплавленный
металл выливается в ковш, наклоняя печь. Из ковша металл раз-
ливается по изложницам через регулироемое отверстие в днище
ковша.
Для предотвращения окисления и уменьшения содержания
примесей плавку в воздушной атмосфере обычно производят под
шлаком, который состоит из извести, магнезита, кваца, плавиково-
го шпата, оксида алюминия и буры, смешиваемых в различных
пропорциях. Для удаления углерода применяют оксид железа, а
для удаления серы — основные оксиды, например СаО. Плавка
может производиться также в атмосфере водорода в высокочастот-
ных печах и в электрических печах сопротивления. Небольшие
слитки получают охлаждением металла непосредственно в тигле.
Часто металл разливают в чугунные изложницы, а слитки обраба-
тывают давлением, посредством прокатки или другим способом.
При плавке и разливке металлов существенное значение имеют тща-
тельное перемешивание жидкого металла, температура металла
при разливке, конструкция изложниц.
В промышленной выплавке железокремпистых сплавов в ос-
новных мартеновских печах легирование кремнием производят, до-
бавляя в ковш ферросилиций (содержащий 50—90% кремния), а
плавку же ведут таким образом, чтобы примесного марганца со-
держалось не более 0,1%, а углерода — пе более 0,03%. Замечено,
что при высоких температурах разлива в слитках образуются
большие усадочные раковины. После затвердевания слитки весам
5 т и более нагревают в специальных нагревательных печах до
1200—1250°С и направляют на обжимные станы.
Механическая обработка. Магнитные свойства материалов за-
висят от их механической обработки. Таким образом, механиче-
ская обработка в изготовлении магнитных материалов играет
двоякую роль: для достижения требуемых магнитных свойств и
для получения нужных размеров. Применяют различные виды
механической обработки: горячую и холодную прокатки, ковку,
штамповку, протяжку, прессовку, выдавливание и резание. В про-
мышленном производстве применяют обжим металла в обжимных
станках или блюмингах при высоких температурах (1200 -1400°С).
В проволочных или листопрокатных станах обработку металла про-
должают при его охлаждении. Прокатка тонких прутков и лент в
152
горячем состоянии затруднена, поэтому прокатку производят при
комнатной температуре. Для повышения пластичности металла при-
меняют промежуточные отжиги. Больших обжатий достигают с
помощью валков малого диаметра. При этом увеличивается произ-
водительность прокатки, и часто достигаются требуемые магнит-
ные свойства ма<ериала.
После обжатия слитков в слябы размером около 100X500 мм
производят их прокатку в полосу толщиной от 3 до 1 мм. Основная
часть выпускаемой электротехнической стали имеет толщину 0,3—
0,7 мм. Этого достигают горячей или холодной прокаткой. На по-
следней стадии горячей прокатки две, три или четыре горячие
полосы материала (толщиной 1—3 мм) складывают вместе, затем
прокатывают. Складывают вдвое и нагревают в печи до 800 1000°С
и снова прокатывают в три—пять пропусков до достижения оконча-
тельной толщины. В настоящее время уже широко распространен
метод непрерывной прокатки многометровых лепт электротехниче-
ской стали.
Холоднокатаные материалы подразделяют на две группы:
1) изотропные материалы с почти одинаковыми магнитными
свойствами в различных направлениях намагничивания по отноше-
нию к направлению прокатки, как и горячекатаные материалы.
2) анизотропные материалы, или материалы с кристаллографи-
чески ориентированными зернами (текстурованные), свойства ко-
торых в направлении прокатки значительно лучше свойств в других
направлениях.
Материалы первой группы с беспорядочно ориентированными
зернами (горячекатаные полосы) в зависимости от состава сплава
можно обрабатывать различными способами. Материал, содержа-
щий 1,5% кремния, прокатывают холодным способом от толщины
2,5 мм до толщины, отличающейся от окончательной па несколько
процентов^затем подвергают длительному отжигу при температуре
800 -900 'С в регулируемой атмосфере и вторично прокатывают до
окончательной толщины с последующим длительным отжигом.
Установлено, что материалы с лучшими магнитными свойствами
могут быть получены с помощью холодной прокатки и отжига. Го-
рячей прокаткой получают полосы толщиной около 2,5 мм. Эти по-
лосы травят, смазывают и прокатывают холодным способом в два
приема с промежуточным отжигом при температуре 900—950°С для
рекристаллизации.
Термическая обработка. Окончательной для большинства маг-
Нитных материалов является термическая обработка. При термиче-
ских обработках- происходят дислокационные реакции, плотность
Дислокации уменьшается, вследствие чего уменьшается внутреннее
напряжение. При термической обработке изменяются размеры зе-
Ре" и кристаллографическая текстура, происходит перераспределе
Не примесных атомов, а также очистка от примесей. При высоких
температурах происходят выравнивание состава и структуры (гомо-
153
генизация) и процесс атомного упорядочения. Термическая обра-
ботка может быть совмещена с действием магнитного поля (термо-
магнитная обработка) или с механическим воздействием (термоме-
ханическая обработка).
Наряду с промежуточными термическими обработками в процес-
се прокатки термическую обработку применяют при окончательной
обработке электротехнической стали. Отжиг при температуре 800—
850°С во влажном водороде используют для обезуглероживания
материала. Кристаллическая текстура получается при медленном
нагревании до 1100—1200°С в атмосфере сухого водорода. Перед
обработкой во влажном водороде материал может быть покрыт ок-
сидом магния. При нагревании на поверхности материала образует-
ся оксид кремния. При высокотемпературном отжиге оба оксида
соединяются, образуя остекленную поверхность, которая служит
электроизолирующим слоем.
Наряду с производством электротехнической стали в виде лис-
тов в настоящее время уже широко развито производство этого
магнитного материала в виде рулонов с высокими магнитными
свойствами.
В этом технологическом процессе, управляемом ЭВМ, горяче-
катаные рулоны-заготовки поступают на комплексный агрегат-ли-
нию, обеспечивающую скоростную холодную прокатку в полирован-
ных валках, травление, многочисленную термическую обработку,
покрытие специальной пленкой диэлектрической изоляции.
В печах для термической обработки применяют нихромовые,
вольфрамовые, силитовые нагреватели, обеспечивающие нагрева-
ние соответственно до 1200, 1350, 2500°С и позволяющие произво-
дить обработку в вакууме или в атмосфере водорода, гелия и
аргона.
§ 11 6. Доменная структура
На монокристаллах электротехнической стали с 3,8% кремния,
изготовленных из расплава чистых материалов в чистом водоро-
де при медленной кристаллизации, были получены порошковые
фигуры, соответствующие доменным структурам {1]. Образцы вы-
резали таким образом, что их поверхности были близки к крис-
таллографическим плоскостям типа {100}, {НО}, {HI}. Для
уменьшения поверхностных напряжений, которые могут исказить
структуру порошковых фигур, производили глубокое травление и
высокотемпературный отжиг. После этого поверхность образное
полировали механически, а затем электролитически в специаль-
ном растворе. При этом была обнаружена зависимость доменной
структуры от ориентации кристаллографических плоскостей отно-
сительно поверхности образца. Если поверхность образца с точ-
ностью до 1 % совпадает с кристаллографической плоскостью
{100}, то имеет место структура параллельных границ. В случае.
154
когда поверхность образца находится под небольшим углом к
плоскости {100}, наблюдается так называемая структура «елочек».
Эти структуры могут наблюдаться в электротехнической стали с
кубической кристаллографической текстурой.
В настоящее время наиболее распространенным является крис-
таллографически текстурованная электротехническая сталь, в ко-
торой преимущественной ориентацией зерен является такая, когда
кристаллографическая плоскость типа {110} совпадает или близ-
ка к плоскости листа. В зависимости от ориентации зерен воз-
можны различные типы доменных структур. Порошковые фигуры,
отображающие доменную структуру в размагниченном состоянии,
можно разбить на пять типов, которые условно названы: стенки,
клинья, ромбики, кружево и мозаика. Каждая из перечисленных
структур характеризуется угловыми параметрами полярной диаг-
раммы (рис. 11.16). В этой диаграмме плоскость прокатки (плос-
кость листа) принята за плоскость отсчета; направление прокат-
ки— за направление отсчета. В качестве отсчетной оси зерна
принята ось <100>, составляющая наименьший угол <[ с плоско-
стью прокатки. Угол между направлением прокатки и направле-
нием проекции оси <100> на плоскость прокатки обозначен 6,
угол а характеризует поворот зерна вокруг оси <100), причем
принято а=0 при равных углах между направлениями <010),
<001 > и плоскостью прокатки.
Было показано, что при небольших углах б и а доменная
структура почти не зависит от этих углов {11.7]. Тип доменной
структуры зависит в основном от угла ср (рис. 11.16). Для ориен-
тации зерен с малыми углами <р=0-ь2° характерна структура типа
«стенок», которой соответствует, как правило, относительно крупная
доменная структура со 180°-соседством (рис. 11.16, а). Хотя меж-
доменные границы могут проходить через границы зерна, размеры
доменов зависят от размеров зерен: чем больше зерно, тем боль-
ше размер домена. I рапицы самопроизвольной намагниченности
доменов параллельны направлению <100). Под действием магнит-
ного поля границы смещаются в направлении, перпендикулярном
их плоскости. При узлах <р=2-ь4° наблюдают клиновидные доме-
ны, которые начинаются у границ зерен и сужаются до острия
внутри доменов (рис. 11.16, б) Все они заострены в одном нап-
равлении <100). На основе наблюдения за изменением клиновид-
ных доменов под действием поля было сделано заключение, что
они окаймляют основные домены и представляют собой домены
обратной намагниченности. В некоторых случаях они могут играть
Роль зародышей намагничивания. Доменная структура «ромби-
ков»—это совокупность маленьких заостренных фигур, располо-
женных рядами, которые перпендикулярны направлению заостре-
ния ромбиков
Эта структура наблюдается при углах ф=4-=-7° (рис. 11.16, в).
Ромбики с одной стороны заострены, причем их острия иаправ-
155
лены вдоль <100>. Ряды, вдоль которых расположены ромбики,
параллельны направлению <100>. Расположение ромбиков в зерне
однородно. Отдельные ромбики наблюдали вблизи поверхностных
дефектов, на основе чего было сделано заключение, что ромби-
ки — это замыкающие домены.
Рис. 11.16 Доменная структура кристаллографически текстуровашюй сталиj:
3%Si с ориентацией зерен, близкой к {НО}, <100). для ф—0° -2° (с), ф—
2°—4° (б), <р=4°—7° (в), <р=7°—13° (г), <[=13° (д)
Если ориентация зерен характеризуется углами <[ 7 13°, го
наблюдается доменная структура «кружево», представляющая
собой совокупность сложных фигур, для которых еще может быто
установлена общая симметрия (рис. 11.16, г).
11ри углах <р>13° наблюдают еще более сложную структуру
«мозаика», па которой не обнаруживается симметрий (рис.
11.16, cP). Я
Была изучена перестройка доменной структуры под дсн-
ствпсм магнитного поля. При перестройке, как правило, пропсзЯ
дят изменения от одного типа структур к другим, характеризуй
щиеся большим или меньшим числом магнитных фаз. Следова-
156
гельно, под действием магнитного поля происходят процессы ис-
чезновения и возникновения зародышей перемагничивания [11.5].
Наряду с основными доменами в электротехнической стали в
подавляющем большинстве случаев существуют дополнительные
замыкающие домены, благодаря которым уменьшается магнито-
статическая энертя магнитных зарядов на поверхности листа.
В случае совпадения плоскости листа с плоскостями типа {100}
или {110} замыкающие области возникают только на концах ос-
новных областей. Когда нет совпадения листа с кристаллографи-
ческими плоскостями, домены, благодаря которым замыкаются
поверхностные поля рассеяния, могут иметь разнообразную фор-
му, зависящую от кристаллографической ориентации поверхности
листа электротехнической стали. Структура замыкающих доменов
определяется минимумом суммарной энер1ии, состоящей из энер-
гии междоменных границ этих доменов и магнитостатической
энергии магнитных зарядов на поверхности листа.
Показано, чго магнитостатическая энергия, обусловленная по-
лями рассеяния вблизи дефектов, достаточна для возникнове-
ния замыкающих доменов. В результате возникновения замыка-
ющих доменов магнитостатическая энергия значительно уменьша-
ется.
Во многих случаях вид домена не зависит от природы дефек-
тов (пустоты, включения и т. п.). Замыкающие домены, возника-
ющие около одного дефекта, имеют вид кинжалов. Наряду с кин-
жаловидными домепами могут возникать домены прямоугольной
формы, которая в основном определяется кристаллографической
ориентацией поверхности листа электротехнической стали. Если
поверхность зерна совпадает с кристаллографической плоское!ью
типа {110}, то кинжаловидные домены направлены параллельно
оси {100}, векторы намагниченности замыкающих доменов апти-
нараллельны вектору намагниченности основного домена. В слу-
чае поверхности типа {100} кинжаловидные домены ориентирова-
ны под углом 45° к осям <100>, расположенным на поверхности
кристалла. Вектор намагниченности домена в этом случае совпа
Даег с одним из направлений <100> и перпендикулярен вектору
намагниченности основного домена. Такая ориентация вектора на-
магниченности замыкающих доменов во отношению к вектору
намагниченности основного домена соответствует минимуму сво-
бодной энергии на границе между замыкающим и основным до-
менами.
Процессы намагничивания существенно зависят от структуры
замыкающих доменов. Смещающаяся под действием поля грани-
ца между доменами взаимодействует с дефектами посредством
замыкающих доменов. Отсюда следует, что для облегчения про-
цессов намагничивания в электротехнической стали и других маг-
нитомягких материалах необходимо получать поверхность листа
наиболее свободной от дефектов. Одним из условий повышения
157
магнитной проницаемости при увеличении зерна в электротехни-
ческой стали, наблюдающейся на опыте, является уменьшение
плотности замыкающих доменов на границах зерен [11-5].
§ 11.7. Mai нитные и электрические свойства
Важнейшими магнитными свойствами магнитомягких матери-
алов с малыми потерями при перемагничивании являются кривая
намагничивания в средних и сильных нолях и потери энергии при
перемагничивании с частотой 50 Гц. Магнитные свойства этих
материалов в слабых полях для изделий сильноточного электро-
машиностроения, как правило, имеют меньшее значение. По госу-
дарственному стандарту эти материалы называют электротехни-
ческими сталями и подразделяют на несколько марок.
Таблица 11.3. Магнитные свойства электротехнической холоднокатаной тонко-
листовой стали некоторых марок в зависимости от толщины по ГОСТ
21427.1-75
Марка стали Тол- щина, мм Удельные потери, В г/кг, не более Магни1ная индукция (при разных напря- женностях магнит- ного поли. Л/м), Тл, не менее Электросо- J противление, Ом мм2/м
^1.0/50 P1,S/SO Pl'7/S0 100 250 2500
3411 0,50 1,10 2,45 3,20 — 1,75 0,5
0,35 0,80 1.75 2,50 — — 1,75 0,5
3415 0,35 0,16 1,03 1.50 1,61 1,71 1,90 0,5
0,28 — 0,95 1,38 1.61 1,71 1,90 0,5
3416 0,28 — 0,89 1,30 1,61 1,70 1,90 0,5
По ГОСТ 21427 75 изготовляют электротехническую холодно-
катаную анизотропную тонколистовую сталь, магнитные свойства
которой приведены в табл. 11.3, 11.4, 11.5.
В марке стали цифры означают: первая — структурное состо-
яние и вид прокатки (1 горячекатаная изотропная; 2 — холод-
нокатаная анизотропная с ребровой текстурой); вторая — пример-
ное содержание кремния; третья—нормируемые магнитные ха-
рактеристики (0 — удельные потери при магнитной индукции
1,7 Тл и частоте 50 Гц Рп/х, 1 —удельные потерн при магнит-
ной индукции 1,5 Тл и частоте 50 Гц — Р1.5/50, 2-—удельные поте-
ри при магнитной индукции 1,0 Тл и частоте 400 Гц — T’l.o/wi
6 — магнитная индукция в слабых магнитных полях при напря-
женности поля 0.4 А/м Ви 4, 7 — магнитная индукция в средних
магнитных полях при напряженности поля 10 А/м — Вщ).
Электрические стали марок 1211, 1513, 3413 имеют наиболее
характерные кривые намагничивания, приведенные на рис. 11'-
158 1
Кривые намагничивания остальных марок в основном идут меж-
ду этими кривыми. Кривая намагничивания марки 1211 идет ниже
всех других, за исключением области полей, больших З-КУ А/м,
где индукция этой марки наибольшая. Последнее обусловлено
Таблица 11.4. Магнитные свойства электротехнической холоднокатаной изотроп
пой тонколистовой стали некоторых марок без термической обработки 2011
и с термической обработкой 2411, 2412 по ГОСТ 21427 2—75
Марка стали Тол- щина, мм Удельные потерн, Вт/кг» не более Магнитная индукция (при разных напряжениях магнитного поля, А/м), Тл, нс менее Электро- сопротив- ление, Ом-ммI 2/м
^1,0/50 P1.S/SO 1000 2500 5000 10 000 зоооо
2011 0,65 3,8 9,0 1,48 1,60 1,70 1,80 2,02 0.1
0,50 3,5 8,0 1,49 1,60 1,70 1,80 2,02 0.1
2411 0,50 1,6 3,6 1,37 1,49 1.60 1,73 1,96 0,5
0,35 1,3 3,0 1,37 1,50 1,60 1,70 1,95 0,5
2412 0,50 1,30 3,1 1,35 1,50 1.60 1,70 1,95 0,5
0,35 1,15 2,5 1,35 1,50 1,60 1,70 1,95 0,5
наименьшим содержанием кремния в материале этой марки по сравнению с другими. В средних полях индукция этой марки меньше индукции остальных марок из-за больших констант .маг- нитокристаллической анизотропии К и магнитострикции /. Таблица 11.5. Магнитные свойства некоторых марок электротехнической горя- чекатаной тонколистовой стали по ГОСТ 21427.3—75
Марка стали Тол- щина, мм Удельные потери, Вт/кг. не более Магнитная индукция (при разных напряжениях маши того поля, Л/м), Тл, не мопсе Электро- conpoiпи- ление. О.м - мм2, м
1,0/50 ₽1.5/50 1000 2500 5000 10 000 30 000
1211 1,00 5,8 13,4 1.53 1,63 1.76 200 0,25
1212 0,50 3,3 7,7 1 1,53 1,64 1.76 2,00 0,25
1,00 5,4 12,5 — 1,53 1,62 1.76 2,00 0,25
' 1513 0.50 3,1 7.2 — 1,50 1,62 1.75 1,98 0,25
0.50 1,25 2,9 1,29 I 44 1,55 1,69 1,89 0,6
I 1514 0,35 1,05 2.5 1,29 1,44 1,55 1.69 1,89 0,6
0.50 1,15 2.7 1,29 1 44 1,55 1.69 1,89 0,6
—- 0.35 0.90 2,2 1,29 1,44 1,55 1,69 1,89 0,6
I Ход кривой намагничивания для марки 1513 также обусловлен
^Держанием кремния. Большое содержание кремния (4%) обус-
ловливает уменьшение индукции насыщения (а также индукции
в сильных полях) и увеличение индукции в средних полях из-за
159
Рис. 1117 Кривые намаг-
ничивания электротехниче-
ской стали марок 1211,
1513, 3413
Рис И 18. Кривые намагничива-
ния электротехнической стали ма-
рок 3411, 3412. 3413
Рис. 11.19. Кривые намагничива-
ния кристаллографической тексту-
рованной электротехнической ста-
ли с 3%Si, измеренные в трех
кристаллографических направле-
ниях
Рис. 11 20 Кривые намагничивания *
электротехнической стали марок
1211, 1212, 1312
160
уменьшения констант магнитокристаллической анизотропии и
магнитострикции. Кривая намагничивания для марки 3413 в зна-
чительной степени обусловлена кристаллографической текстурой.
Благодаря сильно выраженной кристаллографической текстуре в
этом материале в процессе повторного отжига, который проводят
обычно на полосках удлиненной формы, происходит термомагнит-
ная обработка в собственном поле. Магнитная доменная тексту-
ра, возникающая после повторного отжига, и обусловливает в
конечном счете очень большие (в сравнении с марками 1211 и
Таблица 11.6. Магнитная индукция, измеренная
под различными углами к направлению прокатки
электротехнической стали
К» об- разца Значение Тл, для разных углов
0’ 30° 60э 90°
1 1,6 1,56 1,52 1,54
2 1,56 1,53 1,50 1,53
3 1,56 1,53 1 48 1,54
4 1,56 1,49 1,48 1,52
Рис 11.21. Кривые намаг-
ничивания холоднокатаной
текс гурова иной электротех-
нической стали марок 2211
и 2411
1513) магнитные индукции материала
3413.
На рис. 11.18 приведены кривые на-
магничивания всех основных марок хо-
лоднокатаных материалов. Наблюдаемое
различие обусловлено особенностями
технологического процесса Благодаря
кристаллографической и магнитной тек-
стуре имеет место значительная анизотропия кривых намагничива-
ния холоднокатаных материалов. На рис. 11.19 приведены кривые
намагничивания материала марки 3412, измеренные при намагни-
чивании в различных направлениях относительно направления про-
катки Наибольшей магнитной индукции в поле 2 Тл достигают в
образцах, вырезанных вдоль направления прокатки (направление,
близкое к <100)).
Аналогичная анизотропия кривых намагничивания имеет мес-
то в материале марок 3411 и 3413. Максимальная проницаемость
Этих материалов достигает 40 000 и более.
В горячекатаной электротехнической стали в отличие от хо-
лоднокатаной кристаллографическая текстура выражена пезначи-
•чьно, следствием чего является изотропия кривых памагпичива-
ия. Максимальная магиигная проницаемость этих материалов
а-много меньше, чем холоднокатаных. Например, максимальная
| Мишин д. д.
161
магнитная проницаемость материала марки 1411 равна 4000—
5000, а марок 1513 и 8000- 10 000. Магнитные индукции материа-
лов марок 1411 и 1412 при полях, больших 1 -103 А/м, имеют
большие значения по сравнению с индукциями материалов ма-
рок 1513 и 1514, что обусловлено повышенными значениями ин-
дукции насыщения.
Материалы марок 1511, 1512, 1514 имеют практически одина-
ковые содержания кремния, однако из-за большого размера зерна
в материалах марок 1513 и 1514 их магнитная проницаемость
больше, чем у материала марки 1511. В области сильных полей,
больших 10 Л/см, проницаемость крупнозернистых материалов
меньше, чем эта характеристика материалов марок 1411 и 1511.
Кривые намагничивания горячекатаной электротехнической
стали марок 1211, 1212, 1312 приведены на рис. 11.20. Относи-
тельное различие в ходе кривых для этих марок объясняется так
же, как и для стали марок 1411, 1511 и 1513 Максимальная маг-
нитная проницаемость стали марок 1211, 1212, 1213 составляет
3000—4000, а марок 1311 и 1312 — 4000—5000.
Кривые намагничивания холоднокатаной малотекстурованной
электротехнической стали марок 2211 и 2411 приведены на рис
11.21. Анизотропия индукции в этих материалах выражена слабо
(табл. 11.6).
Основное преимущество этих материалов по сравнению с горя-
чекатаными состоит в том, что плотность при сборке магнито-
проводов достигает больших коэффициентов заполнения.
В подавляющем большинстве случаев электротехническую
сталь используют в электромагнитных машинах и аппаратах пе-
ременного тока. Было показано [7]. что кривые намагничивания,
измеренные в постоянных и переменных полях, близки лишь при
условии, когда сдвиг по фазе между индукцией и напряженно-
стью магнитного поля ничтожно мал. Этот сдвиг, обусловленный
в основном макро- и микровихревыми токами, при перемагничи-
вании электротехнической стали может достигать 60 и зависит
от амплитуды и частоты перемагничивающего поля. Различия
между кривыми намагничивания, измеренными в постоянных и
переменных полях, для стали разных марок неодинаковы Для
стали марки 1512 оно пренебрежимо мало.
Для стали марки 3413 кривая намагничивания в переменных
полях от 10 до 60 А/м идет значительно ниже по сравнению с
аналогичной кривой, измеренной в постоянных магнитных полях.
В полях, больших 100 к/м, это различие в ходе кривых мало
Потери энергии (мощности) при перемагничивании электро-
технической стали обычно представляют состоящими из части по-
терь Рг, зависящих от гистерезиса, и части потерь Рв', зависящих
от вихревых токов:
А>-Рг + ^-
162
токи, подсчитанные по формуле Р=
4В,2пах/г^2
4L»fJ
КГ11,
(И-2)
Потери на вихревые
-Ехг1г(х} (или в Вт/кг),
Р =
где Е(Х) — напряженность электрического поля в направлении х;
Г(х> — сопротивление; d— толщина листа; k — коэффициент кри-
вой магнитной индукции; D — плотность; р — удельное сопротив-
ление. Эти потери оказываются значительно меньше измеренных
потерь Pr. Потери .мощности при перемагничивании рассматрива-
емых материалов обусловлены необратимым смешением междо-
менных границ независимо от того, происходит это смещение в
режиме переменного или квазистатического полей.
Таблица 11.7. Виды потерь [1]
Марка стали Толщина листа, мм Содержа- ние крем- ния, % р, Вт/кг Л- Вт/кг % Р». Вт/кг pjr>. % Вт/кг р„/р, %
1212 0,5 1,2 2 69 1,87 70 1,51 19 0.31 11
1311 0,5 2,4 2,11 1,60 70 0,33 16 0,18 8
1512 0,5 4,0 1,38 0,94 68 0,23 17 021 15
1513 0,5 4,0 1,18 0,72 61 0,23 19,5 0,23 19,5
1513 0,5 4.1 1,12- 0,52 46 0,23 21 0.37 33
1512 0,35 4,3 1,15 0,90 78 0,11 10 0 14 12
1513 0,35 4,3 0,9b 0,56 58 0,1) 12 0,29 30
3411 0,50 2,9 1,02 0,28 28 0,30 29 0,44 43
3412 0,50 3,0 0.85 0,23 27 0,30 35 0,32 38
3412 0,35 3,0 0,70 0,22 31 0 11 20 0 34 49
3413 0,35 3,0 0,59 0,18 31 0.14 24 0,27 45
Экспериментально было показано, что полные потери больше
суммы Рг+Ра, т е. имеет место еще часть потерь, которая связа-
на с колебаниями дислокации, микровихревыми токами, магнит-
ной вязкостью. Эту часть потерь называют дополнительными (РД)
[Н.1].
Таким образом, полные потерн могут быть представлены сос-
тоящими из трех частей:
Р = Рв~\ Г\, (11.3)
где Рп — потери, рассчитанные по формуле (11.2).
Относительное значение этих составляющих потерь в различ-
ных марках электротехнической стали зависит от содержания
кремния, толщины листа и микроструктуры (табл. 1)7).
Удельные потери в электротехнической стали уменьшаются
При увеличении содержания кремния, при уменьшении толщины
диста и увеличении зерна, а также при кристаллографической
6* 163
текстуре. Потери на вихревые токи уменьшаются при увеличении
содержания кремния из-за увеличения электросопротивления. За-
висимость этих потерь от толщины листа и кристаллографической
текстуры значительно более резкая, чем аналогичная зависимость
полных потерь. Потери на вихревые токи, особенно дополнитель-
ные потери в крупнозернистых и кристаллографических тексту-
рованных материалах, составляют 50% от удельных потерь.
Рис. 11.22. Зависимость удельных
потерь от амплитуды перемагни-
чивающего поля ори перемагничп
вании элскфотсхиичсскоп стали
различных марок:
/ 3413; 2 3412. 3 — 3411; 4 — 2211;
5 — 2411
Рис 11.23 Анизотропия удельных
потерь при перемагничивании
электротехнической стали марки
3412
Экспериментально было установлено, что полные потери зави-
сят от амплитуды магнитной индукции. На рис. 11.22 приведена
зависимость удельных потерь от амплитуды магнитной индукции
для основных марок холоднокатаной электротехнической стали.
Характер этой зависимости для данной группы материалов оди-
наков. На рис. 11.23 приведена анизотропия удельных потерь в
в холоднокатаном материале марки 3412. При изменении уг'а
между направлением прокатки и направлением вектора намагни-
чивающего поля от 0 до 15° кривые потерь различаются мало.
При дальнейшем изменении угла до 30° и более имеет место рез-
кое увеличение удельных потерь в этом материале. В холоднока-
таных малотекстурованных материалах марок 2411, 2211, а также
в горячекатаных материалах наблюдается анизотропия потерь,
однако она слабо выражена.
Нотерн в рассматриваемых материалах существенно зависят
от частоты перемагничивающего поля. Принято считать, что по-
164
терн на гистерезис Рг с частотой изменяются линейно, а вычис-
ленные по (11.2) потери на вихревые токи Рв — квадратично.
Зависимость дополнительных потерь можно выразить как
Pn~Afn, где 1<н<2; А— константа материала. Зависимость
полных потерь при В=1 Тл от частоты для материалов различ-
ных марок приведена на рис. 11.24.
Зависимость потерь от ширины доменов L и толщины листа
может быть вычислена по формуле
Л о=Л 1.6 (W
где Pbd — потери на вихревые токи с уче-
том доменной структуры [11.1].
Анизотропия дополнительных потерь
связана с механизмом перемагничивания.
При перемагничивании холоднокатаного
материала, например марки 3412, вдоль
направления прокатки имеют место про-
цессы смещения междоменных границ:
нормальная составляющая индукции при
этом отсутствует. Если же перемагничива-
ние происходит в других направлениях,
то появляется составляющая магнитной
индукции в плоскости, перпендикулярной
направлению вектора магнитного поля.
В общем случае вектор магнитной индук-
ции может быть представлен как В=
— B,:+Bv-pB7, где Вх — составляющая
Рис. 11.24. Зависимость
удельных потерь при
перемагничивании элск
тротехннчсской стали
различных марок (марки
указаны возле кривых)
от частоты перемагничи-
вания
индукции вдоль вектора перемагничиваю-
щего поля; Вй — составляющая, перпенди-
кулярная вектору ноля, в плоскости ли-
ста; В2 — составляющая, перпендикуляр-
ная плоскости листа. Для круппозернп-
стого материала потери па вихревые токи для Его зерна Pi=PXi+
APyi + PZi, где Рх, Ру, Рг — составляющие потерь, зависящие соот-
ветственно от Вх, В,,, Bz. При увеличении угла между направлением
прокатки и вектором намагничивающего поля составляющие индук-
ции В,; и В, увеличиваются, благодаря чему возрастают и потери
на вихревые токи.
§ 11.8. Перспективы повышения качества
Имеется несколько путей повышения качества магнитомягких
Материалов с пониженными потерями.
i мепыпая количество примесей при вакуумной обработке жид-
кого расплава, можно получить материалы с большей нроиица-
*о?тыо и меньшими потерями энергии при перемагничивании.
Длим из способов уменьшения потерь в электротехнической ста-
IG5
ли является разработка методов выплавки при уменьшенных ско-
ростях кристаллизации слитка. Разработка оптимальных режи-
мов термической обработки еще не завершена. Применение тер-
момагнитной обработки в некоторых случаях также может быть
использовано для повышения качества этих материалов. Одним
из основных направлений повышения качества электротехниче-
ской стали, особенно холоднокатаной, является разработка мето-
дов увеличения удельного электросопротивления. Этим путем
потери на вихревые токи могут быть значительно снижены.
Уменьшение потерь на вихревые токи .может быть достигнуто
также путем получения материалов с оптимальной доменной
структурой.
Важнейшим условием получения магнитных материалов более
высокого качества является разработка оптимальной технологии
производства электротехнической стали с кубической структурой,
имеющей одинаковые высокие магнитные свойства как вдоль,
так и поперек направления прокатки, поскольку оба эти направ-
ления в этом случае являются направлениями типа < 100>. В по-
следнее время уже разработана кристаллографически текстуро-
ванная электротехническая сталь с повышенной индукцией в
'сильных полях, т. е. с малым (около 1%) содержанием кремния
[11.6].
Разработка технологии получения электротехнической ста-
ли с повышенным содержанием кремния (до 6,3%) является пер-
спективной. В этом случае одновременно увеличивается удельное
электросопротивление и уменьшается магнитокристаллическая и
магнитоупругая анизотропия материала. Таким образом, проис-
ходит совместное значительное уменьшение потерь на вихревые
токи и магнитный гистерезис, а также увеличение проницаемости.
На образцах такого состава был получен абсолютный рекорд по
относительной магнитной проницаемости — 3 800 000 (1].
В связи с этим представляет значительный интерес изыскание
способов увеличения концентрации кремния в листах электротех-
нической стали в твердой фазе. В лабораторных условиях полу-
чены образцы кристаллографически текстурованной электротехни-
ческой стали с 6,5% Ст, с потерями энергии при перемагничива-
нии при толщинах 0,2 и 0,35 мм соответственно Р1.5/50" 0.34 и
47 Вт/кг. Более перспективным является применение для прессо-
вания магпитопроводов методов порошковой металлургии, позво-
ляющих использовать порошки сплава железа с 6,5% Сг, полу-
ченные распылением. При высокотемпературном спекании слое-
ных магнитопроводов (1400 С) наблюдается значительное
уменьшение удельных потерь [11.8]. Разработана скоростная про-
катка сплава железа тонкой лепты (50 мкм) с 6,5% кремния.
После отжига при 1180°С в течение 0,5 ч для размера зерен 1
при кубической текстуре получены свойства 7/г = 0,05 А/м, Рц-л^
— 0,25 Вг/кг, Р\ 5/50 = 0,7 Вт/кг [11.9].
166
В последние годы повышение качества электротехнической
стали по потерям на вихревые токи до 0,6 Вт/кг было достигнуто
посредством измельчения доменной структуры с помощью обра-
ботки лазерными лучами [11.12].
Вопросы и задачи
ЛЮ6
U0
Ю
О
-I
5
- S
8
7
- 1
д
е
Н-Ю,А/М
О 2 Ь 6 8 Ю 11 М) *,А/Н
Рис. 11.25. Кривые намагничива-
ния ЦН)
стрикнин
после 1,
11.1. Объяснить экспериментально наблюдаемую зависимость самопроизвольной
найагничеииости и констант магнитокристаллической анизотропии от концен-
трации кремния в электротехнической стали
11.2. Каково влияние примесей на электромагнитные свойства электротехниче-
ской стали?
11.3. Каково влияние пластической де-
формации на магнитные свойства элек-
тротехнической стали?
114. Каково влияние термической обра-
ботки на магнитные свойства электро-
технической стали?
11.5. Перечислить условия создания кри-
сталлической текстуры
11.6. Назвать основные виды доменной
структуры. Основные и замыкающие до-
мены.
11.7. Вычислить относительное измене-
ние общей площади доменных 180 -гра-
ниц в единичном объеме кремнистого же-
леза после различных термических об-
работок по кривым намагничивания
(рнс. 11.25) Применить формулу (6.6)
J = (4/С)7в2cos2 v-Sll, предполагая, что
приведенные термические обработки вы-
зывают только изменение размеров до-
менов.
11.8. Вычислить энергию магнитокри-
сталлической анизотропии электротехни-
ческой стали, используя кривые на.маг
пичивания, приведенные на рис. 11.19
11.9. Вычислить глубину проникновения
переменного магнитного поля для двух-
трех различных марок электротехниче-
ской стали при 50 Гц.
H.I0. Объяснить пересечение кривых намагничивания
па рис. 11.25.
4.11. Вычислить потерн на вихревые токи в электротехнической стали с трех-
Процентным Si по формуле Р —-------------------10—ч для частот /=50; 60;
3£>р
400 Гц, толщина 0.1; 0.35; 0 7 мм. Вм = 0,5. 1.0. 1,5; 1.7 Тл.
•1 12. Используя ЭВМ. составить таблицы и графики P = <p(f), P = P(d);
Р = Р(р) для двух марок электротехнических сталей по ГОСТу.
11.13. Используя ЭВМ, составить таблицы и построить графики температурной
зависимости потерь па вихревые токи двух марок электротехнической стали
"•14. С помощью ЭВМ вычислить зависимость глубины проникновения перемсн-
нОТо магнитного поля с частотой 50 Гц от удельного электросопротивления в
Пределах р — 0.1—0,6 Ом-мм’/м и магнитной проницаемости в пределах 1000—
50000 прн Вм=1,5 Тл. Результаты представить графически.
(а), а также магиито-
Л(//) (б) и Х(/) (в)
2, 3 отжигов (к зада-
че 11.7)
электротехнических сталей
167
Дополнительная литература
11.1. Дружинин В. В. Электротехническая сталь.—М, 1974; Бозорт Р Фер-
ромагнетизм. М. 1956.
11.2. Takahashi N. Ushigami labumoto М. etc. Production of very low Cove Loss
qrainoricnted silicon stell. IEEE Trans, on Mag., v. Mag. 22 — № 5, 1986. I
1L3 Первухин К. И, Болдырев /1. А. Магишныс свойства порошковых магнд
томягких материалов на основе сплавов железо — кремний/К кн.: Физика!
магнитных материалов Калинин, 1985 С. 117—123
11.4 Новиков В. Ф., Мишин Д. Д. ФММ, 1965. 19, 79b; Новиков В. Ф. ФММ,
1968, 26, 739.
11.5. Магнитная структура магпетиков/Под ред. -'ll. Вонсовского. М , 1959.
11.6. Хек К. Магнитные материалы и их техническое применение. М, 1973.
11.7. Thornburg D. R., Foster К.. Rauch G. Magnetism and Magnetic Materials
Aip, 1976, 29, 4, 554 555.
11.8 Пакстон В., Нилан T. Конфигурация доменов и кристаллографическая
ориентация в текстуроваином кремнистом железе,Ъ кн.: Магнитная струк-
тура ферромагнетиков М , 1959. С. 190
11.9. Littmann .VI Dalstrom N. А I. Appl. Phys. 1978, 49, 3, 2034.
11.10. Goertz M. J Appl. Phys. 1951, 22, 964—965.
11.1,1 Tsuya A anti all. IEEE trans, mag , 16 5, 1980, p. 728—733.
11.12. Соколов Б. Ст J/Наука и жизнь 1989. № 5. С. 54.
ГЛАВА 12
МАГНИТОМЯГКИЕ МАТЕРИАЛЫ
С ПОНИЖЕННЫМИ ПОТЕРЯМИ ЭНЕРГИИ
ПРИ П1 РЕМАГНИЧИВАНИИ В ПОЛЯХ ЗВУКОВЫХ ЧАСТОТ
Мощность электромагнитных машин, работающих в переменных
магнитных полях, пропорциональна частоте изменения этих полей.
Одной из важнейших особенностей электромагнитных машин и
устройств является возможность значительного увеличения их
мощности за счет повышения частоты изменения электромагнит-
ных полей. В случае оптимального подбора материалов мощность
таких электромагнитных машин за счет увеличения частоты мо-
жет бьнь увеличена при одновременном уменьшении размеров.
Применение магнитных материалов^ в электромагнитных ма-
шинах рационально только при условии пониженных потерь энер-
гии при их перемагничивании в полях повышенных (звуковых)
частот.
§ 12.1 Влияние химическою состава
на магнитные свойства
Магнитомягкие материалы с пониженными потерями энергии
при перемагничивании в полях звуковых частот были разработа-
ны па основе сплавов железа с. кремнием. R этих сплавах за счет
уменьшения магнитокристаллического и магнитоупругого взаимо
действий при легировании железа кремнием может быть получе-
но высокопроницаемое состояние. Увеличение содержания крчм'
ния в кремнистом железе сопровождается также значительны^
увеличением удельного электросопротивления. Из-за увеличенного
168
электросопротивления как макроскопические, так и микроскопи-
ческие вихревые токи, возникающие при перемагничивании этих
материалов, оказываются сравнительно небольшими. В результа-
те уменьшения вихревых токов потерн энергии при перемагничи-
вании этих материалов в полях звуковых частот значительно
уменьшаются.
В рассматриваемых материалах используют сплавы с содер-
жанием кремния от 2,8 до 4,8%- Верхний предел обусловлен по-
нижением пластичности, затрудняющим прокатку сплава, ниж-
ний — технологическими возможностями получения кристаллогра-
фически тскстурованного материала с повышенной магнитной
проницаемостью.
§ 12.2 Влияние толщины листа на магнитные свойства
Для магнитомягких материалов при перемагничивании в элек-
тромагнитных полях звуковых частот, так же как для частоты
50 Гц, необходимо рассматривать магнитную Н и электрическую
Е компоненты поля. На рис 12.1 приведена типичная схема ори-
ентации параметров перемагничивающею поля тонкого листа
материала. Совместное решение уравнении Максвелла в комп-
лексной форме
rot Н (а iwes0) £\ (12.1)
rot Ё =- -io^Н (12.2)
(где о -электропроводность; г, р—относительные диэлектриче-
ская н магнитная проницаемости материала; евро-—диэлектриче-
ская и магнитная постоянные) позволяет получить следу ющее
Рис. 12.2. Распределение маг-
нитного поля по толщине фер-
ромагнитной лепты
169
уравнение для магнитной компоненты поля
dW
----=у2/7,
dx-
(12.3)
где
(12.4)
/i
Решение уравнения (12.3) имеет вид
/7=д е-тг+А2ех=А^е Д-Й2еахе'₽х, (12.5)
где Л| и Лг—'амплитудные значения встречных электромагнит-
ных волн.
Рис. 12 3. Петли магнитного гистерезиса лепты сплава Fc-f-3%Si при различных
толщинах
Распределение магнитного поля по толщине ленты изображено
на рис. 12.2, где относительное значение модуля
h (х)=|/}/Нй\=(ch TX'ch уа( (12.6)
зависит от координаты, т. е. от х/с. Значения ао = 0,5 и 1,0 соот-
ветствуют работе сердечников в сильных полях. Из формул (12.4)
и (12.5) следует, что увеличение аа в два раза требует увеличе-
ния толщины ленты в два, а частоты (или проводимости, или про-
изведения ырст) в четыре раза. Для электротехнической стали
толщиной 0,35 мм кривая аа= I (рис. 12.2) дает распределение
170
напряженности поля при 50 Гц, а кривая <ха=4 соответствует
частоте 800 Гц.
Из уравнения (12.5) видно, что при распространении плоских
электромагнитных волн внутри проводящей среды затухание ам-
плитуды происходит по экспоненциальному закону. Поле, про-
шедшее в глубь металла на х0~ 1/а, уменьшает амплитуду волны
в ca*°=e раз, причем х0 называют условной глубиной проникно-
вения.
На рис. 12.3 приведены петли магнигпого гистерезиса, полу-
ченные на лентах электротехнической стали с 3% кремния при
различных толщинах. На рис. 12.4 приведены статическая и дина-
мическая (при 50 Гц) петли гистерезиса ленты толщиной 0,35 мм
электротехнической стали с 3%
кремния.
В устройствах, работающих
при высоких частотах, а также в
импульсном режиме, в быстродей-
ствующих элементах автоматики
применяют сердечники из очень
тонких лент толщиной 103—
10 4 см. При таких толщинах ма-
териала поверхностный эффект в
электротехнических устройствах
практически незаметен.
Магнитные свойства магнито-
мягких материалов с пониженны
ми потерями энергии при пере-
магничивании в полях звуковых
частот существенно зависят от
толщины листа, причем механизм
этой зависимости для проницае-
мости и потерь различен. Зависи-
мость магнитной проницаемости от
- 79,9 -.199 с 39,9 79в А!м
Рис. 12.4 Петли магнитного ги-
стерезиса ленты сплава Fe-p3%Si
толщиной 0,35 мм
толщины листа связана с усло-
виями деформации и, следовательно, с дислокационной структурой,
а также с магнитными полями рассеяния, возникающими па
поверхности листа. Зависимость от толщины листа потерь энергии
при перемагничивании обусловливается вихревыми токами
(рис. 12.5).
Исследование влияния толщины листа на коэрцитивную силу
горячекатаной электротехнической стали при толщинах от 0.1 до
1 мм показывает, что при уменьшении толщины листа от 1 до
0,35 мм коэрцитивная сила возрастает приблизительно на 3 А/м.
а при дальнейшем уменьшении толщины до 0,1 мм на 30 А/м
Стравливание поверхностных слоев показало, что загрязняющее
Действие поверхности в техническом горячекатаном материале
незначительно. Коэрцитивная сила в тонколистовых материалах
Может зависеть от полей рассеяния па границах доменов.
171
§ 12.3 Магнитные свойства
Па рис. 12.5, а приведены кривые магнитной индукции элек-
тротехнической стали марки 1521 толщиной 0,35 мм, измеренные
в постоянных и переменных полях различной частоты. Кривые
магнитной индукции этого материала существенно зависят от час-
Рис. 12.5. Кривые намагничивания электротехнической стали марки 1521 соот-
ветственно для толщин 0.35 мм (а) и 0,2 мм (б)
тоты перемагничивающего поля. Кривая магнитной индукции при
частоте 400 Гц и индукциях до 1 Тл (кривая 1) идет значитель-
но ниже кривой 2, соответствующей частоте перемагничивающего
поля 50 Гц. На рис. 12.5, б приведены аналогичные кривые маг-
Таблица 12.1. Зависимость полных потерь энергии и их составляющих в элек-
тротехнической стали марки 1521 от толщины листа [II 1]
Потери У цельные потери, Вт^кг, для листов тол* щниой, мм
0.35 0,20 о.ю |
Полное (Д+Рв) 11,2 7,0 6,0
На гистерезис Рг 3.2 3,5 4,0
На вихревые токи Р„ 8,0 3,5 2,0 ।
нитпой индукции для электротехнической стали толщиной 0,2 мм-
Кривая магнитной индукции, измеренной в переменных полях с
частотой 400 Гц, незначительно отличается от кривой, измерен'
ной в постоянных полях. Для этого материала при толщине ли
та 0,1 мм такое различие практически отсутствует. Однако ПР1|
172
больших частотах перемагничивающего поля, даже для толщины
0,1 мм, с увеличением частоты кривая индукции снижается.
Потери энергии при перемагничивании в звуковом диапазоне
частот, как и при частоте 50 Гц, резко зависят от толщины .мате-
риала и от частоты перемагничивающего поля, причем составля-
ющие полных потерь — потери па гистерезис Рг и потери на вих-
ревые токи Рв — зависят ог толщины
и частоты различно. В табл. 12.1 при-
ведены результаты измерений потерь
электротехнической стали марки 1521
в зависимости от толщины.
Полные потери с уменьшением тол-
щины значительно уменьшаются. Это
уменьшение полных потерь происхо-
дит за счет уменьшения потерь на ви-
хревые токи. Потери па гистерезис с
уменьшением толщины листа увеличи-
ваются, что объясняется изменением
дислокационной структуры и увеличе-
нием полей рассеяния на поверхности
листа. Приведем зависимость от часто-
ты полных потерь электротехнической
стали марки 1521 толщиной 0,35
для В-0,75 л [11.1]:
Л Гц . .
Р. Вт/кг .
Рис.
удельных потерь при пере-
магничивании от амплиту-
ды магнитной индукции
электротехнической стали
марки 1521
12.6. Зависимость
мм
200
38
400
10,2
Ь00
19,5
. - 50
. . 0,45
Таблица 12.2. Магнитные и электрические свойства электротехнических сталей
марки 1521 по ГОСТ 21427.3—75
Толщина, мм Удельные потеря, Вт/кг, нс более Магнитная индукция (для разных напряженностей маг- нитного поля. А/м). Т/л. Электросо- противление, Ом мм2/м
500 не менее 1000 2500
P0,7S/400 J’l.O/lOO
0,35 10,75 19,5 1,21 1,30 1,44 0,6
0.22 8.0 14 0 1,20 1 29 1,42 0,6
0.20 7.2 12,5 1.20 1,29 1,42 0,6
0,10 6.0 10,5 1,19 1,28 1,40 0,6
Таким образом, удельные потери резко зависят от частоты
Перемагничивающего поля. Эта зависимость обусловлена в основ-
ном микро- и макровихревыми токами, возникающими при пере-
магничивании материала.
На рис. 12.6 приведена зависимость потерь от амплитуды маг-
Ичтиой индукции. Эта зависимость нелинейная для всех толщин
173
(0,1; 0,2; 0,35 мм), причем нелинейность при увеличении толщины
увеличивается. Нелинейная зависимость потерь от амплитуды
магнитной индукции объясняется преобладанием потерь на вих-
ревые токи при увеличении амплитуды магнитной индукции.
Рис. 12 7. Кривые намагничивания ленты мар-
ки 3425 при различных толщинах
Поскольку вихревые токи в значительной степени определяют
магнитные свойства, то для этих материалов необходимо увели-
чение электросопротивления. В табл. 12.2 приведены магнитные
Рис. 12 8. Кривые намагничивания леи гы марки 3424 толщиной 0,08 мм при
частотах- / — 400, 2— 1000, Л —3000 Гн
и электрические свойства высокопроницаемых магнитомягких ма‘
териалов с пониженными потерями при перемагничивании в по-
лях звуковых частот.
174
По ГОСТ 21427.4—78 изготовляется холоднокатаная анизотроп-
ная лента толщиной 0,05—0,2 мм. Па рис. 12.7 приведены кривые
намагничивания ленты марки 3425. На рис. 12.8 и 12.9 представ-
лены магнитные свойства ленты
марки 3425.
§ 12.4 Перспектива повышения
качества
Наиболее актуальной задачей
в повышении качества магпиго-
мягких материалов с пониженны-
ми потерями энергии при пере-
магничивании является уменьше-
ние потерь па вихревые токи.
Уменьшение потерь на вихревые
токи может быть достигнуто дву-
мя путями: уменьшением толщи-
ны листа и увеличением удельно-
го электросопротивления мате-
риала. С увеличением содержа-
ния кремния увеличивается элек-
тросопротивление, но одновре-
менно уменьшается пластичность
материала, что затрудняет про-
катку при дальнейшем уменьше-
нии толщины. Перспективным яв-
ляется введение кремния до 7%
в готовый лист из газовой среды
или применение порошковой ме-
таллургии, исключающей прокат-
ку. Частично эта задача решается
посредством применения материа-
лов с другим химическим соста-
Рис. 12 9 Зависимость удельных
потерь от индукции для ленты
марки 3424 при частотах: 1 — 400,
2 — 1000, 3~ 3000 Гц
Сплошные линии — 0,08 мм, штри-
ховые— 0,15 мм
вом, например железоникелевых сплавов, легированных третьими
компонентами, и железоалюмипиевых сплавов.
Вопросы и задачи
12.1 Объяснить экспериментально наблюдаемую зависимость удельного электро-
сопротивления от концентрации кремния электротехнической стали.
12.2. Вычислить зависимость глубины проникновения переменного магнитного
поля в этом материале от частоты в интервале 50—1000 Гц.
4В^/ЗД2^2
12.3. Используя формулу Р—------—-------• 10~ч и при Д=1, вычислить потери
на вихревой точке и построить зависимость этих потерь и остальных потерь от
частоты в интервале 50—1000 Гц для двух марок стали при Вм=1,5 Тл, d —
=0,5 мм.
175
12.4. Вычислить потери энергии при перемагничивании единичного объема крем-
нистого железа с 2,0 и 4,8% кремния при 50 н 400 Гц и дать объяснение по-
лученной зависимости, при В„=1,5 Тл.
12.5. С помощью ЭВМ вычислить потери иа вихревые токи при й„=1,5 Тл в
интервале частот от 50 до 1000 Гц, толщиной от 0,01—0,5 мм, удельного элек-
тросопротивления от 0,5 до 1,0 Ом-мм'/м при заданной магнитной проницаемо-
сти. Построить графики P(f), P(d), Р(р) при постоянных значениях двух дру-
гих параметров
Дополнительная литература
12 I. Дружинин В. В. Магнитные свойства электротехнической стали М., 1974.
12.2. Киттель Е., Галт Я. Теория ферромагнитных областей/В кп.: Магнитная
структура магнетиков. М , 1959
12 3. Поливанов К. А1. Теоретические основы электротехники. М., 1969. Ч. 3.
12.4. Музей И. АГ, Молотилов Б. В. В кн.: Прецизионные сплавы М , 1962; Пре-
цизионные сплавы. Справочпик/Под ред. Б. В. Молотилова. М , 1983.
ГЛАВА 13
МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ С НАИБОЛЬШЕЙ МАГНИТНОЙ
ПРОНИЦАЕМОСТЬЮ В СЛАБЫХ ПОЛЯХ
К магнитомягким материалам с наибольшей проницаемостью в
слабых полях относятся такие материалы, начальная и макси-
мальная магнитная проницаемости которых достигают значений
104 н 10е соответственно.
Магпитомягкне материалы с наибольшей проницаемостью в
слабых полях применяют в тех случаях, когда важнейшим явля-
ется требование уменьшения напряженности намагничивающего
или перемагничивающего сердечник поля. С помощью таких ма-
териалов в электромагнитных устройствах небольшого обьема
могут быть получены значительные как постоянные, так и пере-
менные магнитные потоки. Поэтому магнитные материалы с наи-
большей проницаемостью в слабых полях применяют в современ-
ных устройствах автоматики и радиоэлектроники, особенно в тех
случаях, когда одним из основных является требование миниатю-
ризации.
§ 13 1. Влияние химического состава на магнитные свойства
MaiHHTHue материалы с наибольшей магнитной проницаемо-
стью в слабых нолях получают, добавляя к сплаву железа с ни-
келем молибден, хром и медь (Мо, Сг, Си). Начальная проница-
емость многокомпонентного сплава в несколько раз превышает
проницаемость бинарных сплавов Ре- Ni даже без ускоренного
охлаждения. Удельное сопротивление по сравнению с 0,20 мкОм-Я
у 78,5% Ni-сплавов, достигает 0,60 мкОм-м, т. е. выше примеря0
в 3 раза. Однако плотность магнитного потока насыщения енн-
176
жается с 1,3 Тл до 0,6—0,8 Тл. Следовательно, этот сплав лучше
78,5% Ni-сплава в том случае, если его используют в магнитных
потоках низкой плотности.
Начальная магнитная проницаемость рк широко распростра-
ненного многокомпонентного сплава, производящегося промыш-
ленностью, составляет 30 000—80 000, а при особой точности усло-
вий изготовления и химического состава ри= 10 000-г 20 000. Пер-
вым сплавом этого типа стал сплав со следующим химическим
составом: 5% Мо, 49% Ni, 16% Fe. После добавления в этот
сплав меди (Си) получили четырехкомпопентный сплав Ni—Fe—
Рис 13.1. Зависимости магнитострикции насыщения от термической обработки
(в) и начальной магнитной проницаемоеги от термической обработки (б). Кон-
центрации сплавов на жслезоникелевой основе, имеющие нулевые константы
анизотропии к магнитострикции (я)
Мо— Си, имеющий такую же сверхвысокую магнитную проницае-
мость. Проведено множество исследований причин сверхвысокой
магнитной проницаемости этих материалов. В настоящее время
этот механизм почти выяснен и количественный состав компонен-
тов, позволяющий достичь такой магнитной проницаемости, зна-
чительно расширен. При изготовлении материалов этого вида не-
обходим строжайший контроль за химическим составом, плавле-
нием, механической обработкой и термообработкой.
Прежде всего за счет добавления Мо, Си сдерживается обра-
зование сверхструктуры типа Ni3Fe, как у бинарных сплавов.
Однако, так же как у бинарных сплавов, термообработка приво-
дит к изменению постоянной магнитной анизотропии Л'ь Па рис.
13.1 показано изменение постоянной магнитной анизотропии Ki
Е результате термообработки при 300 500°С па примере пермал-
лоя 5% Мо В результате термообработки увеличивается также
Удельное сопротивление. При образовании обычной сверхструкту-
РЬ1 удельное сопротивление уменьшается, здесь же оно возраста-
ет- Это явление, наблюдаемое у сплавов Ni—Сг, Си—Мп, назы-
вэют эффектом К. У молибденового пермаллоя это объясняется,
Вероятно, ограниченным образованием свсрхструктуры. Кроме
|Ог°. как видно из рис. 13,1, а, при термообработке меняется так-
177
же магнитострикция насыщения ее абсолютное значение со-
ставляет 1-10“6, т. е. опа очень мала.
На рис. 13.1, б показана начальная магнитная проницаемость
при такой же термообработке, как для случаев определения Л4
и Xs, т. е. при температуре 300-500°С (см. также рис. 13.1. в).
Постоянная магнитной анизотропии проходит нулевое значение,
поэтому независимо от времени термообработки высокая магнит -
Рис. 13.2 Зависимость
начальной магнитной
проницаемости от скоро-
сти охлаждения
н=с ч—е
Рис. 13.3. Магнитная структура
прн различных полях
ная проницаемость достигается при сравнительно высокой темпе-
ратуре термообработки. Это объясняется тем, что точка Кюри
этих материалов находится около 400 С, и если проводить тер-
мообработку при более низкой т емпературе, то возникает одно-
осная магнитная анизотропия со значением около Л'( = 30 Дж/м3.
Из этого следует, что сверхвысокая магнитная проницаемость
достигается при Ai=®0, Au = 0, Д—0.
Па рис. 13.1. в показаны границы состава четырехкомпопент-
ного сплава Ni- Ре—Си- Мо, при котором выполняются условия
Ai = 0, ль=0, в качестве параметра используется скорость охлаж-
дения. На рисунке вигны также линии А 0 по отношению к
трем различным скоростям охлаждения и линии /?=0 по отно-
шению к О ') Си и 14% Си.
Число ферромагнитных атомов Mi уменьшается в зависимости
от числа валентных электронов добавляемых элементов. У бинар-
ных сплавив максимальная магнитная проницаемость достигает-
ся при соотношении атомов Ni и Fe 3.47 : 1. У многокомпонентных
сплавов высокая магнитная проницаемость должна достигаться
при таком же соотношении атомов и таком же состоянии атом-
ных нар Ni- Fe.
17S
Например, Си одновалентен, поэтому один атом Си нейтра-
лизует в магнитном отношении 0,67 атомов Ni. Так как Мо шес-
тивалентен, один атом Мо нейтрализует девять атомов Ni. Таким
образом, если обозначить См, CFe, ССц, Смо процентное содержа-
ние атомов Ni, Fe, Си, Мо, то высокая магнитная проницаемость
будет достигнута при выполнении следующего условия по составу:
Ni ~ "* 0 »67CC(J
----------—------------— о,Ч-о.
CFc
Fe и увеличивается содср-
13.4. Статическая и динамиче-
Рис.
ская петли гистерезиса ленты толщи-
ной 0,1 мм сплава железоникельмо-
либден
-9.6-6,4 6,1 о !,1 6,9 9,6 И^А/м
Один из примеров показан на рис. 13.2. В порядке А, В, С, D
у материалов уменьшается содержание
жаиие Мо. В этом же порядке при
малой скорости охлаждения до-
стигается максимальная началь-
ная магнитная проницаемость.
Чем больше содержание Мо, тем
сильнее торможение образования
сверхструктуры, поэтому в такой
же степени необходимо умень-
шить скорость охлаждения. Ука
занная в нижней части степень
потерь представляет собой соотно-
шение между экспериментальным
и расчетным значениями потерь
на вихревые токи в области на-
чальной магнитной проницаемо-
сти при 2 кГц. Отсюда следует,
что если отношение потерь равно
единице, то чрезмерных потерь на
вихревые токи нет, их минималь-
ное и максимальное значения
очень хорошо согласуются. Фак-
тически при сверхвысокой маг-
нитной проницаемости образуют-
ся почти полностью замыкающие
в основном только по кругу (рис. 13.3). На рис. 13.4 приведены ста-
домены, и намагничивание идет
тическая и динамическая петли магнитного гистерезиса ленты тол-
щиной 0,1 мм сплава железа с никелем и молибденом. Перемагни-
чивание с частотой 50 Гц сопровождается уширением петли гисте-
резиса вдвое, а при частоте 400 Гц — в четыре раза. Это является
следствием сильно выраженных вихревых токов в этом материале
при перемагничивании с частотами 50 и 400 Гц.
§ 13 2. Влияние примесей на магнитные свойства
ЛАагнитная проницаемость рассматриваемых материалов зна-
чительно зависит от содержания примесей. Экспериментально
было показано, что с помощью высокотемпературного длительно-
го рафинирующего отжига в атмосфере водорода на монокрис-
таллических рамках электротехнической стали могут быть достиг-
нуты значения относительной начальной и максимальной прони-
цаемостей соответственно до 6000 и 62 400. При температурах
отжига до 1100 °C повышение проницаемости электротехнической
стали происходит в основном за счет роста зерен и коагуляции
включений. Наблюдаемый значительный рост проницаемости пос-
ле рафинирующего отжига в водороде при температуре 1350°C
в основном обусловлен уменьшением примесей и плотности дис-
локации в электротехнической стали. В результате рафинирую-
щих отжигов при высоких температурах содержание примесей
углерода и серы уменьшается до 0,002— 0,003%. При уменьше-
нии содержания примесей не только возрастает магнитная прони-
цаемость электротехнической стали, но также уменьшается и
временный спад проницаемости [6J.
Примеси углерода, серы, кислорода и фосфора, не образую-
щие твердых растворов с основными компонентами железоиике-
левых сплавов, снижают начальную и максимальную проницае-
мости, увеличивают коэрцитивную силу и гистерезисные потери
при перемагничивании. Внутренние напряжения, создаваемые
примесями, оказываются значительными. Так как магнитострик-
ция этих сплавов значительна из-за магнитной анизотропии,
определяющейся произведением магнитострикции кристалла на
тензор напряжений <у(*, происходит уменьшение магнитной прони-
цаемости материалов на жслезоникелевой основе. При -обычной
технологии содержание примесей почти не регулируется, поэтому
наблюдается большое (до 200%) нерегулярное изменение магнит-
ной проницаемости этих магнитных материалов.
Содержание примесей может быть значительно уменьшено по-
средством высокотемпературного (1300 °C) длительного (10—
20 ч) отжига в атмосфере водорода.
Одним из путей наиболее полного очищения магнитных матв
риалов от кислорода и других примесей является вакуумная
выплавка с раскислением углеродом или водородом без введения
Таблица 13.1. Магнитные свойства железоникелевых сплавов
Марка *П1Н Ртах Яг- А'м Тл
50 Н 7 300 79НМ 30 000 105 400 3 1,49 450 000 0,7 0,85
180
в состав элементов (кремния, алюминия, кальция), дающих проч-
ные оксиды. Образцы железоникелевых сплавов, выплавленные
таким методом и затем отожженные в атмосфере очищенного во-
дорода, обладают следующими свойствами (табл. 13.1).
§ 13.3. Кристаллизация и пластическая деформап ия
Кристаллическая структура Maiнитных материалов, получае-
мых па основе электротехнической стали, описана в гл. 11. Основ-
ными сплавами, на основе которых изготовляются магнитные
материалы, являются сплавы с содержанием никеля от 40 до
90%. При этих составах железоникелевые сплавы представляют
собой твердые растворы замещения с гранецентрированной куби-
ческой решеткой. Постоянная решетки монотонно уменьшается
при увеличении содержания никеля до 40%. Вблизи составов с
75% никеля обнаруживается атомное упорядочение с образова-
нием сверхструктуры Ni3Fe. Упорядочение сопровождается изме-
нением электросопротивления. Температура Кюри при переходе
из разупорядочепного состояния в полностью упорядоченное изме-
няется от 600 до 611 °C. При 70% никеля температура Кюри рав-
на 615°С и не зависит от степени упорядочения [6]
Влияние скорости кристаллизации на магнитные свойства
обусловлено ролью дефектов кристаллической решетки (в основ-
ном дислокационной структурой) в формировании высокопрони-
цаемого состояния магнитных материалов. Образование зароды-
шей кристаллов при кристаллизации зависит от степени переох-
лаждения, которая, в свою очередь, зависит от формы и объема
расплава (например, размер, форма кокиля). Скорость роста
кристалла (кристаллизация) зависит от скорости отвода тепло-
ты, которая тоже зависит от объема расплава. При большой ско-
рости кристаллизации избыточные (неравновесные) вакансии вхо-
дят в решетку твердой фазы. Группировки вакансий образуют
дислокационные линии Существуют и другие механизмы обра-
зования дислокаций, прямо или косвенно зависящие от скорости
кристаллизации.
Дислокационная структура, образовавшаяся при кристаллиза-
ции, может существенно влиять на все процессы перестройки
структуры дефектов при последующих пластических деформациях
и термических обработках магнитных .материалов. Таким обра-
зом, возникающая при кристаллизации дислокационная структу-
ра может оказывать значительное влияние па магнитные свой-
ства высокопроницаемых материалов.
Влияние пластической деформации на магнитные свойства
сплава 76НХД изучено в [12.1]. Образцы этого материала были
прокатаны на толщину 0,1 мм с различных толщин, так что в
последней холодной прокатке суммарное обжатие составляло 10,
^0, 60, 75 и 90%. Конечная термическая обработка всех образцов
производилась в вакууме по следующему режиму: выдержка при
181
Таблица 13.2. Зависимость магнитных свойств от величины обжатия прн холод-
ной прокатке высокопроницаемого материала марки 76ПХД [12.1)
Величина обжатия, % ВГОзх <"с- А/м>
I 2 3 4
(номера плавок)
10 147 000 145 000 120 000 141 000
• (2,6) (2,5) (3,2) (2.6)
30 152 000 162 000 145 000 143 000
(2.4) (2,3) (2.6) (2,5)
60 174 000 187 000 169 000 175 000
(2,1) (2,1) (2.3) (2,2)
75 177 000 200 000 173 000 177 000
(2,1) (1.9) (2,2) (2,4)
90 212 000 212 000 191 000 183 000
(1.9) (2.0) (2,1) (2.1)
температуре 1100 °C в течение 4 ч, охлаждение до 500гС со ско-
ростью 50° С/ч, охлаждение в интервале 500—300°С со скоро-
стью 10° С/ч. Результаты измерений магнитных свойств образцов
приведены в табл. 13.2. С увеличением суммарного обжатия при
последней холодной прокатке максимальная магнитная проница-
емость сплава 76НХД увеличивается (примерно па 45%). а коэр-
цитивная сила (ее значения указаны в скобках) уменьшается (на
20—30%). Прн увеличении обжатия выше 70% максимальная
магнитная проницаемость и коэрцитивная сила изменяются не-
значительно. Результаты измерений размеров зерен и максималь-
ной проницаемости прн различных суммарных обжатиях этого
материала приведены в табл. 13.3.
С увеличением обжатия, всегда сопровождающегося, как изве-
стно, перестройкой дислокационной структуры, максимальная
проницаемость после термической обработки возрастает, тогда
как определенной связи между размером зерна и максимальной
магнитной проницаемостью нет. Из приведенных данных следует,
Таблица 13.3. Влияние обжагня на максимальную проницаемость после терми-
ческой обработки
Суммарное обжатие» % Средний размер зерна, мм ^тзх
10 0,0583 141 000
30 0,0614 160 000
60 0,0640 190 000
75 0,0578 202 000
90 0,0696 212 000
182
что имеется определенная связь между значением обжатия перед
окончательной термической обработкой и магнитными свойства-
ми материала. Это означает, что оптимальная микроструктура и
оптимальная структура дефектов кристаллической решетки созда-
ются только при определенном сочетании режимов пластической
и термической обработок.
Влияние режима пластической деформации на магнитные
свойства наблюдают почти для всех материалов с желеЗоникеле-
вой основой. Начальная и особенно максимальная магнитные про-
ницаемости, измеренные на образцах пермаллоя, изготовленных
из лепт (листов) различной толщины, могут различаться в 2—
4 раза. Зависимость магнитной проницаемости от толщины обус-
ловлена в основном влиянием пластической деформации (дефек-
тами кристаллической решетки).
§ 13.4. Термическая обработка
Термическая обработка является последней важнейшей техно-
логической операцией при изготовлении магнитных материалов
с наибольшей магнитной проницаемостью. В процессе термической
обработки, обеспечивающей оптимальные магнитные свойства ма-
териала, происходят сложные процессы диффузии атомов, сопро-
вождающиеся главным образом перестройкой структуры дефек-
тов (вакансий, дислокаций). Результатом этих процессов явля-
ются изменение размеров и формы зерна, рекристаллизация, по-
лигонизация, атомное упорядочение.
Процессы термической обработки существенно зависят от ис-
ходной кристаллической структуры (размеры, формы зереп, внут-
ренняя структура зереп, фазовый состав, кристаллографическая
текстура) и структуры дефектов как внутри зерен, так и в меж-
зеренных границах.
Свойства магнитных материалов с наибольшей магнитной про-
ницаемостью весьма чувствительны ко всем основным параметрам
режима термической обработки: скорости нагревания, темпера-
туре, при которой производятся выдержки, и скорости охлажде-
ния [6].
Максимальная магнитная проницаемость этих материалов об-
ладает наибольшей чувствительностью к режиму термической
обработки. Эта одна из главнейших характеристик материалов с
Наибольшей магнитной проницаемостью в процессе перестройки
Структуры и термической обработки может изменяться в десятки
и сотни раз. Благодаря огромной чувствительности максимальной
Магнитной проницаемости к перестройкам структуры эта харак-
теристика может служить одним из важнейших параметров для
Изучения основных закономерностей структуры твердого тела во-
обще.
183
Зависимость магнитной проницаемости пермаллоя от режима
термической обработки, как и у других высокопроницаемых маг-
нитных материалов, весьма сложная. Так, например, для получе-
ния наибольших значений начальной и максимальной пропицае-
мостей пермаллоя требуются при прочих равных условиях раз-
личные скорости ох. иждения. Факт положительного влияния на
магнитную проницаемость Пермаллоя повышенных скоростей
охлаждения означает, что оптимальной структурой высокопрони-
цаемого магнитного материала является неравновесная
структура, т. е. структура с оптимальной совокупностью
дефектов кристаллической решетки. Одним из рациональных спо-
собов нахождения такой структуры является создание темпера-
турных градиентов при термической обработке пермаллоя. Изме-
нение структуры дефектов кристаллической решетки может идти
в сторону различных неравновесных состояний при наличии тем-
пературных градиентов в области высокой температуры. Таким
образом, создавая температурные градиенты, можно добиваться
своеобразной кинетики процессов при термической обрабон<е и
получать новые неравновесные состояния с удовлетворительными
магнитными свойствами. При наличии темпера 1урных градиентов
процессы диффузии ускоряются.
Изучение связи между электросопротивлением в процессе тер-
мической обработки и магнитными свойствами при комнатной
температуре 791IM пермаллоя представляет большой интерес.
Магнитные свойства высокопроницаемых материалов, как было
показано выше, определяются в значительной степени дефектами
кристаллической решетки: вакансиями, атомами внедрения, при-
месями и дислокациями. Важнейшим способом получения опти-
мальных магнитных свойств является создание определенной
структуры дефектов кристаллической решетки магнитного мате-
риала. Для получения определенной структуры дефектов необхо-
димо контролировать эту структуру по какому-либо параметру в
процессе ее формирования. Таким параметром может быть элек-
тросопротивление, которое также чувствительно к дефектам крис-
таллической решетки материала.
Образны для измерения магнитных свойств тороидальной фпР_
мы с размерами 18X10X5 мм были изготовлены из ленты 79НЛ
пермаллоя разных плавок толщиной 0.08 мм. Межвитковая изо-
ляция из оксида магния наносилась методом катафореза. МеЖ-
витковые замыкания исключались путем элекгрополировки 10Р'
цов ленты и доведением слоя межвитковой изоляции до (8"
12) 10~2 мм. Измерения магнитных свойств после различных тер'
мических обработок при комнатной тем icparype производили
баллистическим методом. Электросопротивления измеряли в нН'
тервале температур от 20 до 1200 С па образцах ленты, сверну
той в спираль, длина ленты 0.4 м. Тороидальные и сппралевгЯ
ные образцы помещали одновременно в вакуумную печь, при4
184
одинаковость температурно-временпых характеристик обоих об-
разцов поддерживалась с достаточной точностью. Одной из осо-
бенностей разработанной вакуумной печи, которая свободно пере-
мещалась относительно образцов, является возможность надева-
ния образцов до 1200°C за 3—4 мин, а также охлаждение с боль-
шой скоростью.
Таблица 13.4. Влияние термической обработки иа электросопротивление и мак-
симальную проницаемость образцов марки 79НМ
Электросопро- тивление при 1100°С, Ом ^тах Время нагрева, мин Время выдерж- ки, мнн Скорость охлаждения, К/ч
Плавка № 1
78,0 146 000 90 120 200
79,0 144 000 10 90 200
78,5 114 000 16 10 200
79.2 111 000 14 20 200
Плавка № 2
77,85 141 000 90 120 200
78,9 135 000 10 10 200
79,56 114 000 10 20 330
Плавка № 3
67,27 127 000 90 120 200
77,5 83 500 10 33 200
80,0 79 000 10 5 330
I Электросопротивление 7911М пермаллоя значительно зависит
от температуры, причем эта зависимость различна для разных
температур. При температуре около 450°C происходит резкое из-
менение температурного коэффициента сопротивления. Установ-
лено, что чем больше скорость нагревания (меньше время нагре-
вания), тем меньше увеличивается электросопротивление при
I всех температурах измерения. Это показывает, что скорость про-
цессов отжига (изменение структуры дефектов крисгаллической
Решетки) определяется скоростью нагревания. Чем больше CKO-
В. В>сть нагревания, тем быстрее проходит процесс отжига.
В табл. 13.4 приведены результаты измерения электросопро-
тивления в процессе термической обработки при разных режимах
I Температура выдержки 1100ГС) и максимальная магнитная про-
I Ичаемость образцов марки 79НМ после этих обработок.
ГОСТ 10160—6*2 рекомендует следующие основные условия
Ч’мической обработки некоторых высокопроницаемых магнитных
185
1. Термическая обработка образцов и готовых изделий заклю-
чается в отжиге в вакууме с остаточным давлением не более
1,33 Па или в сухом очищенном водороде с последующим регу-
лируемым ступенчатым или медленным охлаждением.
2. Отжигаемые образцы и изделия свободно размещаются на
специальных оправках, предохраняющих изделия от механических
деформаций во время отжига и транспортировки.
3. Отжиг образцов и изделий из сплавов различных марок
производится по экспериментально установленным режимам.
§ 13.5. Магнитные и электрические свойства
Свойства магнитомягких материалов с наибольшей проницае-
мостью в слабых постоянных полях нормированы: для электротех-
нической стали ГОСТ 21427.3—75 (табл. 13.5), для железонике-
левых сплавов — ГОСТ 10160-75 (табл. 13.6).
Таблица 13.5. Магнитные и электрические свойства электротехнической стали
с наибольшей проницаемостью в слабых полях по ГОСТ 21127.3—75
Марка Толщина, Магнитная индукция, Тл, не менее, при разных напряженностях магнитного поля, А/м Электро! с о против-
стали мм 0.2 0.4 0.8 лсиие. Ом -мм2/м
1561 1562 о,з5 0,20 0.35 0,20 0,00010 0,00010 0,00012 0,00012 0,00022 0,00023 0,00028 0,00030 0,00065 0,00060 0,00076 0,00075 0,6 0,6 0,6 0,6
10 20 50 70 100 200 500 1000
1571 0,20 0,030 0,10 0 38 0,58 0,66 0,90 1,18 1,29 0,6
0,35 0,035 0,14 0,48 0,61 0,77 0.92 1.21 1,30 0,6
1572 0,20 0,010 0,14 0 48 0,62 0,74 0.92 0,20 1,29 0,6
0,35 0,045 0,17 0,57 0,71 0,87 1,02 1,25 1,30 0,6
Отжиг этих материалов производят в промышленных вакуум-
ных печах при температуре 1090—1120°С с выдержкой 16- 20 ч.
Магнитная индукция в слабых полях резко зависит от скорости
охлаждения в интервале 600—300°С.
При уменьшении скорости охлаждения с 15 до 5 К/ч магнит-
ная индукция может увеличиваться на 30—50%.
Наряду со свойствами в постоянных магнитных полях боль-
шос практическое значение имеют свойства материалов с наи-
большей проницаемостью в переменных полях.
186
Повышение качества магнитных материалов с наибольшей
магнитной проницаемостью в слабых нолях может быть достиг-
нуто путем подбора составов, магнитная анизотропия которых
уменьшается. Как уже было отмечено, на основе электротехниче-
ской стали с 6,3% Сг может быть получен материал с наиболь-
шей .максимальной проницаемостью — 3800 000 |11 7J В настоя-
щее время ведется разработка кристаллографически текстурован-
иой электротехнической стали с малым количеством примесей —
как с 3%, так и с 6,3% Сг. Одним из перспективных материалов
является также сплав жслезо-никель-медь с максимальной маг-
нитной проницаемостью р= 1500 000 и железоалюминиевые
сплавы.
Перспективными высокопропицаемыми материалами являются
сплавы железа, никеля с добавками хрома, молибдена, бора,
Таблица 13.6. Магнитные свойства некоторых сплавов по ГОСТ 10160—75
Марка Толщина или диаметр, мм Относительная МОСТЕ начальна}! ма проницае- Индукция насыщения. Тл
ксимадьная Коэрцитивная сила. Л/м
45Н 0,02—0,04 1 700 16 000 32 1.5
0,35—2,5 2 800 25 000 16
3—22 2 000 1.8 000 24
65НП 300-1500 70 000 6,4
0,02—0,04 500 -2000 200 000 2,8
0,35—0,50 500—2000 300 000 2,4
791 IM 0,005 10 000 35 000 6,4
0,1-0,15 22 000 150 000 1,2
1,5—2,0 25 000 180 000 1.2 0,73
50НХС 3—22 20 000 80 000 32 0,75
0,02—0,04 1 500 15 000 20
0,1—0,18 2 500 25 000 13
80НХС ' 0,55—1,0 3 000 20 000 10 1.0
0,005 8 000 30 000 8
0,1 -0,15 22 000 2,4 0,63
1,5—2,5 25 000 120 000 1.2
3—22 20 000 70 000 3.2
кремния, фосфора, углерода или алюминия в аморфном состоянии
с магнитной проницаемостью до 500 000. коэрцитивной силой Нг.
около 1 А/м, с индукцией насыщения от 0.6 до 1,2 Тл, с пре-
делом прочности на разрыв более 3 -105 П/м, Аморфная структу-
ра этих сплавов получается при сверхскоростном охлаждении
(До 106 К/с) расплава, выливаемого на вращающийся барабан
113.2].
Важнейшим вопросом повышения качества рассматриваемых
рагнитпых материалов является разработка способов получения
187
стабильных свойств, для чего необходимо установить однознач-
ные закономерные связи между эксплуатационными и другими
физическими параметрами, по которым можно было бы осущест-
вить оптимальное автоматическое регулирование технологических
процессов в производстве этих материалов. Перспективными яв-
ляются, например, способы, включающие магнитные резонансные
и гамма-резонансные (основанные на эффекте Мёссбауэра) мето-
ды анализа формирования распределения спиновой плотности
электронов в процессе изготовления магнитных материалов.
Вопросы и задачи
13.1. Объяснить экспериментально наблюдаемую зависимость удельного э^ек-
тросопротивления от химического состава жслезоникелевых сплавов.
13.2. В чем состоят необходимые условия наибольшей магнитной проницаемости
сплавов?
13.3. Сделать оценку толщины 6 доменной границы для железоник елевых спла-
вов марок 50НМ и 75НМ, используя табл. 15 2 и формулы (7.71).
13.4. Сделать оценку структурных параметров железоникелевых сплавов и элек-
тротехнической стали по формуле (7.71) для получения магнитомягкого мате-
риала с проницаемостью 10 000
13.5. Сделать оценку плотности дислокаций и размеров доменов для марок же-
лезоникелевых сплавов 65HII и 80НХС, используя табл 13.7.
13.6. С помощью ЭВМ, используя формулу (7.71), вычислить значения пара-
метров обусловливающих магнитную проницаемость в пределах 10s—10s.
13.7. Найти зависимость глубины проникновения переменного поля в пределах
частот 0,5—10 кГц в железоникелевых лентах с магнитной проницаемостью
П = 100 000 и удельным электросопротивлением р = 50 мкОм см
Дополнительная литература
13.1 Пузей И. Л1., Молотилов Б В./В кн: Прецизионные сплавы. М, 1960.
13 2. Прецизионные сплавы. Справочпик/Под ред. Б. В. Молотилова. И., 1971.
13 3. Бозорт Р. Ферромагнетизм. М., 1956.
13.4. Goertz ЛЕ I. Appl. Phys., 1951. 22. 964—965.
13.5. Электроника. 1979. 52 6, 16 17.
ГЛАВА 14
МАГНИТОМЯГКИЕ МАТЕРИАЛЫ С ЗАДАННОЙ ЗАВИСИМОСТЬЮ
ПРОНИЦАЕМОСТИ ОТ ПОЛЯ И ТЕМПЕРАТУРЫ
MAI НИТОСТРИКЦИОННЫЕ МАТЕРИАЛЫ
Магнитомягкие материалы с заданной зависимостью проницаемо-
сти от поля необходимы для создания устройств с постоянной
индуктивностью в широком диапазоне полей. В этом случае ин"
дуктивпость устройства зависит от тока в катушке линейно. Я
Для создания материалов с заданной зависимостью магнитной
проницаемости от температуры используют резкую зависимость
самопроизвольной намагниченности вблизи температуры Кюр»1-
188
Магнитострикционные материалы, т. е. материалы с большой
магнитострикцией, создают экспериментальным подбором мате-
риалов, обладающих свойствами, обеспечивающими эффективное
функционирование магнитострикционных технических устройств.
§ 14 1. Магнитные материалы с повышенным постоянством
проницаемости в слабых полях
Магнитными материалами с повышенным постоянством про-
ницаемости в слабых полях называют такие материалы, магнит-
ная проницаемость которых достигает 102—103, причем в интер-
вале полей от 0 до 200—300 Д/см эта величина с точностью до
1—5% остается неизменной. Материалы с такими свойствами не-
обходимы для создания магнитных элементов с большим магнит-
ным потоком.
Магнитная восприимчивость в слабых полях (начальная вос-
приимчивость) может быть определена по формуле
ЛтН= 3^0 ’ (14’15
где Js — самопроизвольная намагниченность; а0 — параметр крис-
таллической решетки; b — модуль вектора Бюргерса; сн, Си —
упругие модули; Л- магнитострикционная константа; Ц, L2. —
размеры доменов; Лт—плотность дислокации; D — параметр, ха-
рактеризующий дислокационную структуру |7, 8]
Из формулы (14.1) следует, что необходимым условием по-
стоянства проницаемости является независимость параметров Н
и D от напряженности магнитного поля. т. е. от положения до-
менных границ. Это условие реализуется при малых смещениях
междоменных границ или при значительных смещениях, но при
этом параметры Лт, D остаются постоянными в достаточно боль-
ших объемах материала.
Такие условия создаются подбором как химического состава,
так и дислокационной структуры, формируемой при термической
обработке магнитного материала.
Магнитная проницаемость может быть обусловлена как обра-
тимыми, так и необратимыми процессами намагничивания. По-
стоянство проницаемости наблюдается лишь при обратимых про-
Чессах намагничивания, магнитный гистерезис при этом должен
Отсутствовать. Следовательно, такие материалы должны обладать
Чаибольшей обратимой проницаемостью в возможно большем
Интервале магнитных полей.
г Экспериментально было установлено, что такие материалы
йогут быть получены на основе желсзоникелевых, железокобаль-
ГОвы.х и желсзоникелькобальтовых сплавов (14.1; 14.2]. Применя-
ется также легирование этих сплавов медью и алюминием.
189
Для получения постоянства магнитной проницаемости этих
сплавов применяют либо длительный низкотемпературный отжиг
(такие материалы принято называть перминварами), либо соче-
тание пластической деформации (прокатки) с термической обра-
боткой (такие материалы принято называть изоперами). После
термической обработки в вакууме по режиму, нагрев до 1000°С,
выдержка в течение 3 ч, охлаждение до 500 °C со скоростью
200°С/ч, охлаждение со скоростью 10 К/ч до 350°С — проницае-
мость перминвара (30% Со, 30% Ni, остальное Fe) достигает
wo.
300-
200-
100 -
0
50 100 150 200 250 Н,А/м
Рис. 14 1. Зависимость проницаемости перминвара от напряженности поля
25—50 кА/м в интервале полей от 0 до 200 А/м, причем этот ин-
тервал зависит от магнитной стабилизации (рис. 14.1). Недостат-
ком перминвара является резкая зависимость проницаемости при
увеличении напряженности более чем на 200—300 А/м. Одной из
основных особенностей перминвара является большая чувстви-
тельность к термомагнитной обработке. После отжига петля маг-
нитного гистерезиса перминвара приобретает так называемую
перетянутую форму. В процессе термо магнитной обработки петля
гистерезиса становится прямоугольной, проницаемость — резко чув-
ствительной к полю, максимальная проницаемость достигает
4-107 А/м. Индукция насыщения перминвара составляет 1,55 Тл.
Значительно большая стабильность магнитной проницаемости,
но при меньшем ее значении может быть получена в изопермах.
После холодной прокатки в этих материалах магнитная прони-
цаемость небольшая (40—30), но ее постоянство (с точностью до
5%) сохраняется в полях до 500 А/м.
§ 14 2. Магнитные материалы с резкой зависимостью
проницаемости от температуры
Магнитные материалы с резкой зависимостью проницаемости
от температуры применяют для температурной компенсации маг-
нитных потоков в цепях с постоянными магнитами. При колеба-
ниях температуры окружающей среды изменяется магнитный по-
ток магнита, а также электрические и механические параметры
электромагнитных приборов. С помощью магнитных шунтов, изго-
товленных из материалов с резкой зависимостью проницаемости
190
от температуры, может быть с большой точностью достигнута
компенсация изменения параметров таких приборов. Так как эта
температурная компенсация производится в области комнатных
температур, то резкая зависимость проницаемости от температу-
ры применяемых для этой цели материалов тоже должна наблю-
даться в этой области температур. В таких магнитных материа-
лах используют резкое изменение проницаемости вследствие изме-
нения индукции насыщения, которое наиболее сильно выражено
вблизи температуры Кюри. Таким образом, рассматриваемые ма-
териалы— это материалы с температурой Кюри вблизи комнат-
ной [8].
Таблица 14 1. Химический состав сплавов с тсрмозависимымн магнитными свой
ствамн
Марка Fe Ni Си Сг AI Si С
Н66М30 2,2 66,5 30,0
Н88М9 2,2 88,0 9,5 — —
НЗЗЮ1 М38Х14 66,0 47,3 33,0 38,0 14 1,0
нкю 2—3 Ост 27—28 1,2-1,8 -— Не более Не более
Н85 — Ni+Co Ост. 15% Мо — — 0,05 0,2
Основными магнитными свойствами материалов с резкой за-
висимостью магнитной проницаемости от температуры являются,
во-первых, низкая температура Кюри (вблизи комнатной), во-
вторых, вид температурного хода магнитной проницаемости (или
магнитной индукции) вблизи комнатных температур.
Зависимость магнитной проницаемости от температуры опре-
деляется температурной зависимостью магнитной индукции насы-
щения, констант магнитокристаллическою и магнитоупругого вза-
имодействия. В качестве материала с резкой зависимостью про-
ницаемости от температуры экспериментально были подобраны
следующие сплавы: никель-медные (кальмаллой), железоникеле-
вые (термаллой); желсзоникельхромовые (компенсатор), а также
никель-молибденовые. В табл. 14.1 приведены химические соста-
вы этих сплавов.
Резкой зависимостью магнитной проницаемости (магнитной
индукции насыщения) обладают также сплавы пикель-крсмний,
никсль-медь, железо-кремний-алюминий, полупроводниковые маг-
нитные материалы (ферриты) с низкой температурой Кюри [8].
Зависимость .магнитной проницаемости рассматриваемых мате-
риалов от температуры в значительной степени определяется тем-
пературным ходом индукции насыщения.
191
Индукция насыщения магнитных материалов, обусловленная
обменным взаимодействием, относится к структурно-слабозависи-
мым свойствам. Однако вблизи температур Кюри эта характерис-
тика становится структурно-чувствительной. /Магнитная проница-
емость этих материалов в области применяющихся полей также
является структурно-чувствительной характеристикой. Таким об-
разом, создание оптимальной кристаллической структуры для рас-
сматриваемых материалов является необходимым. Для получения
Рис. 14.2 Зависимость ин-
дукции кальмаллоя А от
температур-ы при различных
намагничивающих полях
Рис. 14.3. То же, что и иа
рис. 14.1, по для кальмал-
лоя Б
оптимальной структуры материалов применяется в основном тер-
мическая обработка. Оптимальные режимы термической обработ-
ки данных магнитных материалов были получены эксперимен-
тально. Режим для кальмаллоев А и Б монель-металла таков:
выдержка при 1000°С в течение 5—10 ч, закалка с этой же тем-
пературой. При такой термической обработке закалка совмещает-
ся с полигонизацией. В результате термической обработки по этому
режиму температура Кюри снижается, а крутизна кривой зависи-
мости магнитной индукции от температуры увеличивается.
Термическая обработка материалов на основе железо-нчкель-
хром (компенсатор) производится по режиму: выдержка при
800°C в течение 2 ч в инертной среде, охлаждение на возду-
хе {!]. I
На рис. 14.2 и 14.3 представлены зависимости магнитной ин-
дукции кальмаллоев А и Б от температуры при различных нап-
ряженностях намагничивающих полей. Более резкая зависимость
магнитной индукции от температуры наблюдается в случае каль-
маллоя А с 30% меди. Этот материал применяется в основно*4
192
для компенсации магнитных потоков в цепях с постоянными
нитами в интервале температур 20—80°C.
Недостатком этих материалов является малое значение
нитной индукции, вследствие
нитных потоков затрудняет-
ся.
В этом материале прн от-
рицательных температурах
(—60°С) имеет место фазо-
вый распад, вследствие чею
кальмаллой может приме-
няться лишь в области по-
ложительных температур.
Магнитные свойства ма-
териалов на железоникель-
хромовой основе (компенсатор) приведены в табл. 14,2.
В этих материалах наблюдается полная обратимость магнит-
ных свойств при изменении температуры от —70 до +70°C.
маг-
маг-
маг-
чего компенсация значительных
Таблица /4.2. Зависимость магнитной ин-
дукции компенсатора от температуры
Температура, °C В|00. Тл Да. Тл
—20 0.21—0,37
+20 0,035—0,24 0,18—0,21
+35 0,020—0,16 0,035—0,13
§ 14.3. Машитострикционные (пьезомагнитные)
материалы
Магнитострикционные (пьезомагнитпые) материалы применя-
ют для изготовления сердечников магнитострикционных вибрато-
ров, датчиков, резонаторов, стабилизаторов, реле, фильтров, пре
образоватслей звуковых и ультразвуковых колебаний. Приводим
основные характеристики магнитострикционных материалов.
Коэффициент магнитомеханической связи К равеп отношению
излученной вибратором механической энергии к подводимой к
нему электромагнитной энергии;
/ < \
(14.2)
где Отах — амплитудное значение упругого напряжения; Е— ди-
намический модуль Юнга; klin — магнитная восприимчивость;
//щах— амплитудное значение напряженности магнитного поля.
>«, , I дс Р I дВ |Н
Магнитострикционные постоянные k — |-Ю и Л= —I , где
п—механическое напряжение, В—магнитная индукция (индек-
сы ей// обозначают неизменность деформации и напряженности
магнитного поля).
Для продольных колебаний
k'—^a^/E0, А^Ала^/Е", (14.3)
гДе ц' -обратимая проницаемость при неизменной деформации.
Магнитострикцией насыщения 7>s, намагниченностью насыгце
—Мишин Д. Д. 193
Таблица 14.3. Основные свойства магнитострикционных материалов
ния Л и механической прочностью
магнитострикционного материала
определяется предельная интен-
сивность его колебаний.
Электросопротивлением р и ко-
эрцитивной силой Нс определя-
ются потери энергии при работе
магнитострикционного преобразо-
вателя. Существенное значение
имеют также начальная ри и об-
ратимая Цобр проницаемости маг-
нитострикционного материала.
В табл. Н-З и 14.4 приведены ос-
новные свойства магнитострикци-
онных материалов.
Наиболее распространенным
магнитострикционным материа-
лом является никель.
Начальная магнитная прони-
цаемость является структурно-
чувствительной характеристикой.
Значение магнитной проницаемо-
сти существенно зависит от де-
фектов кристаллической решетки,
поэтому магнитоупругая чувстви-
тельность магнитострикционных
материалов существенно зависит
от режима термической обработ-
ки. На рис. 14.4 приведена зави-
симость начальной восприимчиво-
сти никеля от малых упругих
напряжений после различных
термических обработок в ваку-
уме.
При повышении температуры
отжига возрастает не только зна-
чение начальной проницаемости,
но и характер ее зависимости от
упругих внешних напряжений. На
рис. 14.5 приведены кривые на-
магничивания и магнито-
стрикции Х(н), A(j) того же об-
разца никеля [14 1]. Намагни-
ченность и магнитострикция в
области средних полей с увеличе-
нием температуры отжига возра-
стают.
194
Рис. 14.4 Зависимость начальной
восприимчивости никеля от упру-
гих напряжении после различных
обработок: 1 — прокатка, 2—
600°С (1 ч); 3 700°С (1 ч); 4 —
800°С (2 ч)
Рис 14.5. Кривые намагничивания
7(H)—а; кривые магнитострикции
ЦП) •—б н ЦУ)—в никеля после тех
же обработок, что и на рнс 14.4
Если термическая обработка при температуре 800°C в течение
15—20 мип производится на воздухе, то на поверхности никеля
возникает оксидная пленка, которая обладает большим электро-
сопротивлением. При сборке магнитоупругого датчика из тонких
пластин электроизоляционные свойства оксидных пленок позво-
ляют применять его при значительных частотах перемагничива-
ния. Однако из-за малого электросопротивления никеля при уве-
личении частоты перемагничивания наблюдается резкое возрас-
тание потерь. Такой же недостаток у желсзокобальтового спла-
ва, хотя его магнитострикция в три раза больше, чем у никеля.
Остальные материалы, особенно ферриты, обладают значительно
большим удельным электросопротивлением, поэтому они могут
применяться в широком диапазоне частот.
Перспективными магнитострикционными материалами явля-
ются сплавы типа TbxDyi-xFe2 с магнитострикцией до 10 3.
Вопросы и задачи
14 1. Дать объяснения физического механизма, обусловливающего постоянство
магнитной проницаемости магнитного материала в слабых полях
14.2. В чем состоят физические условия зависимости магнитной проницаемости
магнетика от значения напряженности магнитного поля, температу ры и частоты
I перемагничивания?
14.3. Сделать оценку размеров доменов для желсзоникелькобальтового сплава,
используя формулу (14 1) и рис 14.1
11-4. Определить относительные размеры основного магнита п магнитного mvn-
Та> обеспечивающего компенсацию магнитного потока в пределах 0.5% в интер-
вале температур —40-^-+40°С.
14-5, ГГо экспериментальной кривой зависимости самопроизвольной намагничен-
ности от температуры построить кривую температурной зависимости проницае-
мости магнитного материала.
Таблица 14.4 Химический состав и свойства магнитострикционных материалов
< Относительная маг- нитная проницае- мость
Материал Химический состав начальная обратимая
Никель 99,9% Ni 0,6 100 -20—50 200
Пермендюр 49% Со, 2,4 500 -50—80
К49Ф2 2% V 700
Альфер 13,8% А1 ост. Fe 1,3 1000 100—350
Гиперник 50% Ni ост. Fe 1,6 4000 —
Пермаллои 40 40% Ni ост. Fe 1.5 2500 — '
Никелевый феррит NiO-Fc2O3 0,31 44 34
Никель-цинковый фер- рит NiOo^ZnOo.s FeaO3 0,4 330 270
Никель-кобальтовый феррит NiOugs CoOo.oaFcgOj 0,33 73 70 J
14.6. В чем состоит способ получения магнитных материалов с низкой темпера!
турой Кюри?
14.7. Перечислить важнейшие свойства магнитострикционных материалов.
14.R. Перечислить причины положительной и отрицательной магнитострикции
магнитных материалов
Дополнительная литература
14.1 Бозорт Р. Ферромагнетизм. М, 1956
14 2. Реинбот Г. Магнитные материалы и нх применение. Л., 1971.
14.3. Электротехнические материалы Справочник/Под ред. В. Б. Березина 11
Н. С. Прохорова. М, 1983
14 4. Прецизионные сплавы Справочннк/Под ред. Б В. Молотилова М. 1983.
14 5. Хек К. Магнитные материалы и их техническое применение М., 1973.
14 6. Физический энциклопедический словарь/И. П. Голямина. Млгпптос!рнкиия.
М . 1983. С. 383
14 7 Белов К П. ФММ 1977. 43 295; Пастушенков 10 Г, Физика магнитных
материалов. Калинин, 1979. С. 47,
196
[14.2]
Нс, Л/м л-104 /010’; н1/2х Хкг1,2Х 3.2 ~ Хм Тл а-10’, Нм- !Х ХТл-’ 110’, Тл-Н—1 м* fl КГ-Ы— а £-10. Нм-’ р. Ом-м
50—80— (30-35) 5—10 0,5-1,7 1,5—7.2 8,9 1,6-2,1 7-Ю-8
110—100-ь (60—70) 7—12 1,1—2,0 3,7 8,1 2,18 610-»
60 +50 8 0,4-1,0 6—7 6,65 1,43—1,77 90-Ю-8
4 +25 7 0,45 — 8,3 1,39- 1,46 46-10"8
30 +25 7—12 0,35 — 8,2 1,31-1,38 75-10-»
20 —26 5—7 0.9—2,0 2,2 5,2 1,75 ю-4
30 —9 3-5 3,23-0,55 3,9 5,27 1,75 ю-*
60 —26 8-11 1,0-2,8 5,8 5.21 1,75
ГЛАВА 15
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ВЫСОКОПРОНИЦАЕМЫЕ
МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ МАГНИТОМЯГКИЕ ФЕРРИТЫ
Основными свойствами полупроводниковых высокопроницаемых
Магнитных материалов (магнитомягких ферритов) являются фер-
римагнитная упорядоченная структура и большое удельное элеь-
сРосоцрптивле11ие которое .может достигать 1012 Ом-м и более.
Ти Магнитные материалы широко применяют в высокочастотных
Г^Кфомагнитных устройствах современной радиотехники и в
г'ектронике (рис. 15.1; табл. 15.1).
197
§ 15.1. Химический состав
Химический состав полупроводниковых высокопропицаемых
магнитных материалов (ферритов) может быть записан общей хи-
мической формулой в виде MeFezO^ где Me — двухвалентные ме-
таллические иоиы Мп, Fe, Со, Ni, Zn и др.; ионы железа трехва-
Рис. 15.1. Области применения фер-
ритов по магнитной проницаемости
и частотам:
1 — отклоняющие катушки телевизоров;
2—трансформаторы обратного хода лу-
ча; 3— телевизионные трансформаторы,
4— катушки индуктивности; 5— катушки
индуктивности несущей частоты, 6 - мик-
роволновые элементы (генераторы и др.);
7 — трансформаторы несущей частоты; 8
антенные трансформ а тары и катушки для
радио
ыми (двухвалентные ионы оди-
на ковы) и сложными (двухва-
летные ионы различны). По-
лупроводниковые высокопро-
ницаемые магнитные материа-
лы являются сложными ферри-
тами. Символ Me может также
означать комбинацию ионов со
средней валентностью, равной
двум. Трехвалентные ионы же-
леза в ферритах могут быть ча-
стично или полностью замеще-
ны другими трехвалентными
ионами, например иопами AF+
или Сг3+. Если валентность
металлических ионов в ферри-
тах постоянна, го она может
быть определена по содержа-
нию кислорода. Иногда пра-
вильность химической формулы
феррита может быть провере-
на по намагниченности насы-
щения. В тех случаях, когда при
сопоставлении валентностей
металлических ионов с содер-
жанием кислорода окажется, что сумма валентностей металличе-
ских ионов в молекуле ( ia одну формульную единицу) больше вось-
ми, то это можег быть свидетельством наличия вакансий в подре-
шетке этих ионов.
Ферриты получают либо непосредственно из оксидов, либо в
процессе разложения солей и гидроксидов различных металлов-
Химический состав ферритов определяют по процентному содержа-
нию металлов. Наибольшее распространение получили пикель-ции-
ковые и марганец-цинковые ферриты.
Химические составы, условия получения никель-цинковых фер-
ритов в высокопроницаемом состоянии для широкого диапазона
частот перемагничивания были определены экспериментально
(табл. 1.1.2).
Число в обозначении марки феррита приблизительно равно иа
чальной магнит ной проницаемости. Ферриты некоторых марок,
имеющие совершенно различные магнитные проницаемости, по х11'
198
Таблица 15.1. Группы н марки магнитомягких ферритов
Марка ферритов
Номер группы Название группы Никель-Цинковых Марганцево-цинковых
I II III IV V VI VII Общего приме- 100НН, 400НН, 400HHI 1000НМ, 1500НМ, пения 600HII, 1000HII, 2000HII 2000НМ, ЗОООНМ Термостабиль- 7ВН, 20ВН, ЗОВИ, 50ВН, 700НМ, 1000НМЗ, яые 100ВН, 150BII 1500HMI, 1 500НМЗ, 2000НМ1, 2000НМЗ Высокопрони- 4000НМ, 600НМ, цаемые 6000НМ1, 10000НМ, 20000НМ Для телевизион- 2500НМС1, 3000НМС иой техники Для импульс- 300ННИ, 300ННИ1 1100НМИ ных трансформа- 350ННИ, 450ПНИ торов 1000ННИ. ПРОНИН Для перестраи- ЮВНП, 35ВНП, 55ВНП, ваемых контуров 60ВПП, 65ВНП, 90ВНП, 150ВНП, 200ВНП, ЗООВНП Для шнрокопо- 50ВНС. 90ВНС, 200ВНС, лосных трансфор- 300ВНС
VIII IX X XI Для магнитных 500ПТ, 500НТ1, 1000НТ, головок 1000НТ1, 2000НТ 500МТ, 1000МТ Для датчиков 1200НН, 1200НН1, 2000МТ, 500С.МТ температуры 1200НН2, 1200I1H3 800НН Для магнитного 200ВНРП, 800ВНРП экранирования Для устройств, 1.5СЧИ работающих- на З.ОСЧИ эффекте ядерно- го спинового эха
Таблица 15.2 Химические составы никель-цинковых ферритов
Марка феррита Химический состав, вес % Температура спекания, °C
Fe2Oa ZnO NiO
20001Щ 66,0 23,3 10,7 1270±Ю
1000 НЦ 66.0 23,3 10,7 1190+10
600 Н11 66.0 23,0 12 1160±10
400 НЦ 66.0 23,0 12 1140± Ю
250 НЦ 63.2 26,4 10,4 1280+10
199
мическому составу одинаковы. Различие магнитных свойств этих
ферритов обусловлено кристаллической структурой, зависящей от
температуры спекания.
При данной температуре спекания намагниченность насыщения
никель-цинковых ферритов зависит от их химического состава. Ес-
ли сплав не стехиометрический, а имеется избыток оксида железа,
то температура Кюри повышается.
Рис 15.2. Зависимость начальной
магнитной проницаемости от состава
никель-цинковых ферритов
Рис 15.3 Зависимость магнит-
ной проницаемости от состава
маргаиец-цинковых ферритов
На рис. 15.2 приведена концентрационная схема, показываю-
щая зависимость начальной магнитной проницаемости от химиче-
ского состава никель-цинковых ферритов, полученных при различ-
ных температурах спекания. Однозначной связи между составами
и свойствами ферритов, как и для металлических магнитных мате-
риалов, не существует. Значение начальной проницаемости суще-
ственно зависит как от химического состава, так и от температуры
спекания и других технологических особенностей. Несмотря на то
что резкой зависимости магнитных свойств феррита от химическо-
го состава нет, в некоторых случаях даже незначительное (поряд-
ка 0,024 0,05%) изменение количества оксида железа в шихте мо-
жет привести к большому изменению проницаемости. Зависимость
магнитной проницаемости никель-пинковых ферритов от примесей
может быть уменьшена посредством введения небольших добавок
оксида кобальта, а значение максимальной магнитной проницае-
мости этих ферритов может быть повышено добавкой 0,1% оксида
меди. Опыт показывает, что чем больше магнитная проницаемость
феррита, тем больше зависимость ее от примесей. Наибольшие зна-
чения проницаемостей достигаются при химических составах фсР‘
ритов, близких к стехиометрическим. Посредством подбора химИ
ческого состава температурный коэффициент магнитной проницае-
200
мости никель-цинковых ферритов может быть изменен как го мо-
дулю, так и по знаку.
Одним из условий получения марганец-цинковых ферритов с вы-
сокой проницаемостью является равновесное состояние кислорода
между веществом и средой в процессе ферритизации. При измене-
нии условий синтеза (при неизменной шихте) магнитная проницае-
мость этих ферритов может изменяться в широких пределах. Наи-
большие значения начальной магнитной проницаемости и малые
потери энергии при перемагничивании могут быть получены у фер-
ритов нестехиометрического состава с избытком оксида железа.
Благодаря избытку оксида железа в таком феррите образуется при-
месь магнетита, влияющая на значение магнитострикции. В обла-
сти составов с нулевым значением магнитострикции, как правило,
наблюдаются наибольшие значения магнитной проницаемости. Вве-
дением небольших добавок оксида кобальта может быть уменьше-
на температурная зависимость магнитной проницаемости марганец-
цинковых ферритов. На рис. 15.3 приведена область составов мар-
ганец-цинковых ферритов, для которых при соответствующих ус-
ловиях синтезирования может быть получена высокая магнитная
проницаемость (табл. 15 3).
Таблица 15.3. Химический состав и режимы спекания марганец-цинковых
ферритов
Марка феррита Сое га и, мол % Обжиг брикетов Спекание деталей
Ре2Оз МпО ZnO температура, °C время, ч температура °C время, ч
6000 НН 53,0 26,2 20,8 1000Д25 4 1360—1400 5
4000НН 5.3,0 26,2 20,8 1000+25 4 1300—1380 5
зооонп 53,0 26,2 20,8 1000 + 25 4 1300—1360 5
2000HII 53,8 32,4 13.8 1000 Г 25 4 1150—1270 5
1000HII 53,35 30,15 14,5 1000+25 4 1150—1270 5
§ 15.2. Кристаллическая структура
Кристаллическая структура полупроводниковых высокопрони-
Цаемых магнитных материалов (ферритов) является довольно
сложной. Она аналогична кристаллической структуре шпинели
MgAl2G4, поэтому часто называется шпинельной структурой. Эта
структура представляется обычно состоящей из нескольких встав-
ленных одна в другую кристаллических решеток различных ионов.
Относительно большие ионы кислорода (ионный радиус 0,132 нм)
образуют гранецентрированную плотноупакованную кубическую ре-
шетку. Металлические ионы, ионный радиус которых находится в
пределах 0,04—0,1 нм, располагаются только в некоторых проме-
жутках между ионами кислорода. Каркас кислородных ионов ока-
зывается устойчивым лишь из-за наличия металлических ионов.
201
Существует два характерных типа таких промежутков — пустот:
тетраэдрические и октаэдрические, окружение которых состоит со-
ответственно из четырех и шести ионов кислорода. В элементарной
кубической ячейке такой структуры существует 64 тетраэдрических
и 32 октаэдрических промежутка. В реальной кристаллической ре-
шетке только восемь тетраэдрических промежутков (A-узлы) и 16
октаэдрических (В-узлы) заняты ионами металла.
Рис. 15.4. Элементарный
куб нпкель-ципкового
феррита
Рис. 15 5. Кристаллическая
структура никель-цинкового
феррита
Элементарный куб с ребром а можно представить составлен-
ным из восьми октантов с ребрами, равными 1/(2а) (рис. 15.4).
В каждом из таких октантов содержится четыре аниона (иона кис-
лорода), которые образуют тетраэдр, как показано на рис. 15.5.
Тетраэдрические узлы-(A-узлы) в одном из октантов находятся в
его центре и в четырех из восьми вершин. Центральный узел в сме-
шанном октанте ионом металла не занят, но половина вершинных
узлов заполнена. A-узлы образуют две взаимопроникающие гране-
центрированные решетки с ребром а; эти решетки смещены отно-
сительно друг друга на расстояние ‘/до 1 3 в направлении прост-
ранственной диагонали куба. В-узлы находятся только в октантах
другого типа. Четыре иона металла располагаются на пространст-
венных диагоналях в положениях, аналогичных, но противополож-
ных (относительно центра куба) положениям ионов кислорода, т. е.
на расстояниях, равных '/д длины диагонали от вершины куба. Ио-
ны кислорода и В-узлы в этом октанте образуют куб с ребром */да-
Все В-узлы образуют четыре взаимопроникающие гранецентриро-
ванпые кубические решетки с ребром а, которые смещены относи-
тельно друг друга на расстояние ’Да в направлении диагоналей
граней куба. Симметрия окружающих A-узлы металлических ионов
куба является строго кубической. Для В-узлов кубическая симмет-
рия имеет место только для окружающих ионов кислорода.
В ферритах со шпинельной структурой тетраэдрические проме-
жутки, имеюшис меньший объем по сравнению с октаэдрическими»
202
оказываются недостаточными для того, чтобы металлические ионы
могли помещаться в них без деформации решетки. В результате
этой деформации ионы кислорода смещаются вдоль пространствен-
ных диагоналей куба (рис. 15.5). Смещенные таким образом ионы
кислорода занимают вершины расширенного тетраэдра. Кубиче-
ская симметрия A-узлов при этом сохраняется, тогда как В-узлы,
окружающие ионы, не имеют кубической симметрии. Смещение ио-
нов кислорода относительно плоскости куба характеризуется пара-
метром и. Расстояние между ионами кислорода и гранью куба рав-
но иа (см. рис. 15.4); для идеальной, педеформированпой решетки
и™—3/». Увеличение обьема тетраэдрических промежутков сопро-
вождается уменьшением объемов октаэдрических промежутков.
Размеры сфер этих промежутков выражаются соответственно фор-
мулами;
Гд —
5 I п
---и a-Ro,
о I
(15.1)
где Ro — радиус иона кислорода.
Распределение металлических ионов по узлам А и Б во многих
случаях таково, что 8 из 16 октаэдрических узлов заняты двухва-
лентными ионами, а оставшиеся узлы — трехвалентными. Такую
структуру называют обращенной шпинелью. В случае, когда 8 тет-
раэдрических узлов заняты двухвалентными ионами, а 16 трехва-
лентных ионов находятся в октаэдрических узлах, структура назы-
вается нормальной шпинелью. Промежуточные структуры принято
называть не полностью обращенными шпинелями. Распределение
металлических ионов (катионов) может быть записано следующим
образом:
Me2/ Fe£x [Me/ х Fe?M О.,,
(15.2)
где л—параметр концентрации компонентов.
Катионы, находящиеся в тетраэдрических узлах, написаны пе-
ред квадратными скобками, а катионы, занимающие октаэдриче-
ские узлы, — в скобках. Для нормальной и обращенной шпинель-
ных структур х равен соответственно 1 и 0. При совершенно беспо-
рядочном распределении катионов по узлам л'='/2.
Параметр х служит также мерой обращенности шпинельной
структуры. Для некоторых ферритов параметр обращенности зави-
сит от технологии их приготовления. Путем закалки таких ферри-
тов параметр обращенности может быть получен равным ’/з-
Экспериментально было найдено, что в равновесном состоянии
параметр х зависит от температуры по формуле
х(1 4-Л) —р~Е,'кТ
<1-Х)2
(15.3)
где £-0,14 эВ.
203
Посредством нейтронной дифракции было доказано, что степень
обращенности магний-цинковых ферритов является линейной функ-
цией состава. Для каждого состава пределы изменения степени об-
ращенности в зависимости от термообработки тем больше, чем
меньше содержание цинкового феррита [15 2; 15.3].
Распределение -ионов в А- и В-узлах зависит в основном от за-
рядов ионов, электронной конфигурации и электростатической энер-
гии.
Тетраэдрический узел (А-узел), имеющий меньший объем, чем
октаэдрический, занимает преимущественно ион меньшего ра-
диуса (трехвалентный). Это способствует образованию шпинель-
ной структуры. Ионы весьма чувствительны к электронной кон-
фигурации. Например, ионы Zn2^ и Cd2+ преимущественно зани-
мают тетраэдрические узлы, где их 4s, р- или 5s, р-электроны
могут образовывать ковалентную связь с шестью 2р-электронами
иона кислорода. Ионы Ni2+ и Сг3+ занимают тетраэдрические уз-
лы, что объясняется выгодностью распределения заряда этих
ионов. Электростатическая энергия меньше в том случае, когда
ионы с наименьшим положительным зарядом окружены четырьмя,
а ионы с наибольшим положительным зарядом—шестью ионами
кислорода.
В ферритах наблюдается процесс ионного упорядочения. Так,
например, в литиевом феррите со структурой обращения шпинели
Fe|Li0,sFei,5]O4 при температуре ниже интервала 734—755°С про-
исходит упорядочение ионов в В узлах. В результате этого упоря-
дочения три трехвалептпых иона железа и один ион лития распо-
лагаются последовательно вдоль диагонального направления. При
изменении химического состава феррита, когда отношение числа
ионов лития к числу ионов железа в октаэдрических узлах от-
клоняется от 1/3, упорядочение постепенно исчезает.
§ 15.3. Самопроизвольная намагниченность
Самопроизвольная намагниченность ферритов обусловлена спи-
новыми магнитными моментами магнитных ионов (трехвалентных
ионов железа и двухвалентных ионов металла), между которыми
существует косвенное (через ионы кислорода) обменное взаимо-
действие. Энергия отрицательного обменного взаимодействия меж-
ду ионами зависит от расстояния этих ионов до иона кислорода
и от угла Me — О — Me.
Известно, что существуют две намагниченные до насыщения
подрешетки с антипараллелыгыми векторами намагничивания. Ре-
зультирующая намагниченность представляет собой разность меж-
ду самопроизвольными намагниченностями подрешеток — окта-
эдрической (В) и тетраэдрической (А).
При повышении температуры магнитное спиновое упорядоче-
ние разрушается, самопроизвольная намагниченность уменыпает-
204
ся. Зависимость самопроизвольной намагниченности ферритов со
структурой шпинели от температуры в большинстве случаев мо-
нотонная. Аналогичная зависимость существует и для металличе-
ских магнитных материалов.
На рис. 15.6, а приведена температурная зависимость началь-
ной проницаемости никель-цинковых ферритов, а на рис. 15.6,6 —
удельная намагниченность насыщения марганец-цинковых ферри-
тов.
Рис. 15.6. Зависимость от температуры начальной проницаемости иикель-цинко-
вых ферритов (а) и намагниченного насыщении маргапец-цннкового феррита (б)
Из-за большого температурного интервала магнитного превра-
щения измерение температуры Кюри ферритов по изотермам на-
магниченности является неопределенным.
Было показано, что температура Кюри и петля гистерезиса
никель-медь-цинковых ферритов под действием всестороннего дав-
ления значительно изменяются, что указывает на существенную
роль магнитоупругого взаимодействия в ферритах [15.1; 15.2].
§ 15.4. Магнитокристаллическая и магнитоупругая анизотропии
Магнитокристаллическая анизотропия, количественно харак-
теризуемая константами А, и Л'2, приведена в табл. 15.4 [7.1].
Константы магнитокристаллической анизотропии большинства
ферритов существенно зависят от температуры. Для ферритов с
кобальтом эти константы положительны, а для других ферритов
отрицательны.
В ферритах с кубической структурой после термомагнитной
обработки наблюдается одноосная магнитная анизотропия. Энер-
гия одноосной магнитной анизотропии может быть вычислена по
формуле
/Сиднее,
205
где Ходи — константа одноосной наведенной анизотропии; 0 — угол
между векторами самопроизвольной намагниченности Js и на-
пряженности магнитного поля, действующего на феррит при тем-
Таблица 15.4. Константы Ki и Кг ферритов со структурой шпинели
Феррит Температура, °C K.it Кз. Дж/м1
ГезО< 20 — 110-Ю2 —280-Ю2
MnFcjOt 20 —28-Ю2 — —196 -187-Ю2 —
NiFesO< 20 —62-102 — —196 —87-Ю2 —
20 —ЗЮ2 —
CoFesO< 90 4-0.9-10s — 200 4-66-102 — 280 0 —
пературпой обработке. Значение наведенной анизотропии зависит
от продолжительности и температуры при термомагнитпой обра-
ботке. Для ферритов с кобальтом константа наведенной одноос-
ной анизотропии достигает 106 Дж/м3.
Таблица 15.5. Константы магнитострикции ферритов со структурой шпинели
при 20°С [7.1]
Феррит М«-10« А.ш-10’
IС3О4 Coo.bFco,?!62O4 Nio.sFco^r еаО< —20 4-78 —590 4 120 —36 - 4
Магпитоупругая анизотропия характеризуется магнитострик-
ционными константами, приведенными в табл. 15.5.
Магнитострикция насыщения в никель цинковых ферритах за-
висит от химического состава. Так, As=—5-106 для состава
Nio,36Zno,64Fe204.
206
§ 15.5. Магнитные и электрические свойства
Магнитные и электрические свойства магнитомягких ферритов
в зависимости от химического состава и режимов спекания изме-
няются в широких пределах. В табл. 15.6 приведены основные
магнитные и электрические свойства никель-цинковых ферритов.
Число, стоящее в обозначении марки феррита, указывает на
значение его начальной проницаемости [15.3].
Таблица 15.6. Магнитные и электрические свойства никель-цинковых ферритов
Марка феррита ^шах Н. Л/м (при Bmaxl Температур- ный коэффи- циент цн. к-1 ^крит1 МГц р. Ом-м 7К.’С Пл< >т- иость, 10"Х кг/м®
2000НН 7000 12 3 0,2 10 70 5,0
200 НН 300 160 4 3,0 1000 120 4.8
J50B4 350 640 4 4 25 10‘ 400 4,8
20ВЧ 50 1600 ±5 100 10‘ 450 3,7
300НН 600 240 35 5 10е 120 4,8
10ВЧ 40 3700 120 250 10“ 500 4,9
Магнитные и электрические свойства некоторых марганец-цин-
ковых ферритов приведены в табл. 15.7.
Электропроводность ферритов обусловлена электронным обме-
ном между ионами Fe2+ и Fe3+. Частота этого обмена зависит от
температуры. При нагревании феррита под влиянием теплового
Таблица 15.7. Основные магнитные и электрические свойства марганец-цинковых
ферритов
Марка феррита ^тпах Я Л/м (при 1‘п.ах> Температур- ный коэффи- циент Иц. к-1 ^крнт* МГц р. Омм г,. "с Плот- ность. ! О8-кг/м3
6000HII 10000 12 0,2—1,5 0,2 0,1 НО 5
20001IH 3 500 20 -2-4,5 0.6 5 200 4,6
700Н11 2 000 128 0—0,7 4 20 240 4,4
движения частота переходов возрастает, поэтому электропровод-
ность увеличивается, т. е. электросопротивление уменьшается.
Количественно зависимость электросопротивления ферритов от
температуры приближенно описывается экспоненциальной форму-
лой р=рер/^7), где р — энергия активации; k — постоянная Больц-
мана; Т — температура.
Удельное сопротивление ферритов в зависимости от химиче-
ского состава и термической обработки изменяется от 10 до
108 Ом-м. Низкие значения сопротивления обусловлены главным
207
образом одновременным присутствием двухвалентных Fe2h и трех-
валентных ионов Fe31’ железа в эквивалентных (октаэдрических)
узлах кристаллической решетки.
В табл. 15.8 приведены электрические свойства никель-цинко-
вого феррита после различных термических обработок.
Сравнительно низким электросопротивлениям в этих ферритах
сопутствует высокая диэлектрическая проницаемость.
При быстром охлаждении доступ кислорода извне в глубинные
слои материала ограничен, в результате двухвалентные ионы оста-
ются в большом количестве и электросопротивление уменьшается.
Таблица 15.8 Зависимость удельного электрического сопротивления и диэлек-
трической проницаемости в от условий термической обработки
Помер Темпера- Атмосфера FeO,
образца тура от- жига, °C отжига Способ охлаждения всс> % р, Ом-м е
1 1300 Кислород Медленно в кн 0,10 5400 1 710
2 1300 лороде Быстро в воз- 0,38 13 2К200
3 1300 Воздух духе Медленно в воз- 0,07 1360 4 300
4 1300 х> Духе Быстро в воз- 0,42 11 3900
5 1280 духе Медленно в воз- 0,05 9600 10 900
духе
Основным недостатком полупроводниковых высокопроницае-
мых магнитных материалов в сравнении с металлическими высо-
копроницаемыми являет ся малое значение их магнитной пропи
цаемости (у ферритов проницаемость меньше в сотни раз). Важ-
нейшими вопросами исследования магнитомягких ферритов явля-
ются, во-первых, выяснение возможности уменьшения магнито-
кристаллической и магнитоупругой анизотропии и, во вторых, вы-
яснение практической возможности увеличения самопроизвольной
намагниченности фепритов.
§ 15.6. Способ изготовления ферритов
Общие принципы технологии. Подавляющее число марок фер-
ритов в настоящее время получают ппрпшковой методикой. По-
лучение ферритов-монокристаллов из расплава и другими мето-
дам и является принципиально важным, но применяется для мень-
шего числа марок и изделий.
Основными операциями для порошковых ферритов являются
с 1едующие; 1) тонкое и*модьчение исходных компонентов; 2) при
208
готовлсние шихты, перемешивание; 3) добавление пластификато-
ра, приготовление формовочной массы; 4) формование изделий
из массы; 5) удаление пластификатора, сушка; 6j спекание;
7) обжиг.
Разработаны три различные т< хнологическис схемы производ-
ства ферритов, отличающиеся способом синтеза ферритов.
1. Синтез ферритов из механической смеси оксидов или карбо-
натов.
2. Синтез ферритов термическим разложением твердой смеси
солей, полученной выпариванием их водногс раствора.
3. Синтез ферритов из совместно сочетас мых гидрооксидов, кар
бопатов, окселатов.
Первый способ оказался наиболее распространенным в про-
мышленности.
Сырье для ферритов. В зависимости от способа синтеза ферри-
тов применяют различное сырье. Чаще используют чистые оксиды
и соли — сульфаты, нитраты, кгрбоначы. Химическая реакционная
способность смеси к ферритизации зависит от метода ее получе-
ния. Очень большое значение имеют примесный состав, его по-
стоянство. Ферриты очень чувствительны к примесям, например,
добавка 0,1- 0,2 вес. % некоторых оксидов может привести к
полной потере свойств ферритов.
Большое значение для технологии ферритов имеет физико-
химическое состояние сырья, которое характеризует реакционную
способность. Это состояние зависит от вида поверхности час гиц,
дефектности кристаллической решетки.
Измельчение компонентов. Измельчение является одной из
основных операций в производстве ферритов. Исследование меха-
низма измельчения включает в себя изучение более общей проб
ломы разрушения твердых тел. Разрушение частиц при измельче-
нии происходит в том случае, когда механические напряжения в
частицах превысят прочностную характеристику материал!—•
прочность па разрыв, изгиб, скос, усталостную прочность и т. д.
Остановлено, что разрушение начинается локально вблизи дефек-
тов структурных частиц. Микродефекты в частицах твердых тел
выполняют роль концентраторов напряжения, локальные н; пря-
жения могут превосходить среднее значение во мною раз
Основными видами энергии, способствующими развитию тре-
щин, являются энергии упругой и пластической деформации, воз-
можны и другие виды энергии.
Измельчение в жидких средах может производиться с помощью
повепхностно-аю ивных веществ (ПАВ) Молекулы ПАВ, адсор-
бируясь в микротрешинах частиц, снижают значение псгасрхност-
|оп порчи. Эго облегчает разрушение частиц при измельчении
Экспериментально установлено, что хрупкие материалы из-
мельчаются легче, чем пластичные, даже если прочность послец-
|их ниже, чем у хрупких. Так, например, медь имеет меньшую
209
прочность, чем вольфрам, однако последний измельчается легко,
а медь трудно. Для пластических материалов следует принимать
измельчители, вызывающие разрушение за счет превышения це-
лостной прочности материала.
В производстве ферритов применяют два типа мельниц — виб-
рационные и шаровые. В первых материал подвергается разруше-
нию за счет многократных циклических нагрузок, причем каждая
отдельная нагрузка недостаточна для разрушения частиц. В шаро-
вых мельницах однократный импульс нагрузки достаточен для раз-
рушения частиц материала.
Вибромельпицы более эффективны в области сверхточного
измельчения до размеров 10—0,1 мкм, а шаровая мельница бо-
лее эффективна при измельчении больших масс и при измельче-
нии до 10—100 мкм.
В современном производстве ферритов основным типом измель-
чения является вибрационный, который характеризуется амплиту-
дами колебаний частиц, формами мелющих шаров, степенью
заполнения объема мельницы при помоле, соотношением между ве-
сом мелющих тел и весом материала, видом ПАВ и применением,
специальных средств при помоле. Мелющие тела имеют форму ша-
ров или цилиндра, отношение диаметра к длине равно 1 1 + 1,5.
С увеличением плотности шаров эффективность помола увеличива-
ется. Целесообразно заполнять мельницы шарами разного размера.
Применение стальных шаров благоприятно в отношении возможно
сильного загрязнения, поскольку примесь железа менее вредна,
чем многие другие вещества.
В производстве ферритов применяют стандартные мельницы
типа М-10, М-50, М-100, М-200 с мелющими телами, изготовлен-
ными в виде съемных шаров диаметром от 8 до 20 мм. Весовые
соотношения шаров и измельчаемого материала колеблются
в пределах 4:12+1 в зависимости от заданного размера частиц
после измельчения.
Коэффициент заполнения объема мельниц составляет 0,7 0,8.
Длительность помола or 1 до 6 ч. Вибропомол производят мок-
рым или сухим. Сухой по.мол эффективен при измельчении мате-
риала до 10—15 мкм. При дальнейшем уменьшении размера ча-
стиц происходит их слипание и налипание на мелющие шары
и футеровку мельницы. При сухом помоле рационально при-
менять ПАВ, в качестве которого часто используют олеиновую
кислоту. Прибавление 0,1 вес % олеиновой кислоты повышает
эффективность помола па 20- 30%. Мокрый помол более эффек-
тивен при необходимости получения частиц диаметром меньше
10 мкм. Жидкая среда (вода, спирт и др.), образуя с материалом
суспензию, препятствует слипанию частиц и налипанию на мелю-
щие тела. Кроме того, в жидкой среде повышается эффективность
ПАВ. В этом случае в качестве ПАВ применяют сульфиты: спир-
товую барду, фосфатиды и др.
210
Смешивание компонентов. В обычном технологическом процессе
смешивание компонентов производят при составлении шихты.
Диффузионные процессы, определяющие скорость феррит изации,
протекают медленно, поэтому при получении однородных по со-
ставу и структуре ферритов необходимо тщательное смешивание
компонентов. Смешивание порошков производят также в вибро-
и шаровых мельницах. Такое смешивание сопровождается измель-
чением. Смешивание порошков ферритизированпых масс с пла-
стификатором производят в полостных либо в протирочных маши-
нах. Смешивание солей при синтезе по способу термического раз
ложения солей происходит в обычных стальных баках. При кипе-
нии растворов в этом случае одновременно происходит их переме-
шивание.
Однородность смешивания количественно можно определить
двумя параметрами: площадью поверхности контакта между сме-
шиваемыми материалами и степенью распределения компонентов
по объему или массе материала. Предположим, что поверхность
контакта при смешивании пропорциональна разности между мак-
симально достижимой поверхностью раздела Smax и поверхностью
S раздела в данный момент:
где k — экспериментальная константа. Интегрируя это уравнение,
получим
S=Smax(l е-«). (15.4)
Вероятность р попадания в произвольный объем V смеси хотя бы
одного элемента поверхности S определяется выражением
р=Л e-^=l-e“w<"«(,-'W). (15-5)
По формулам и экспериментально определяют время, необхо-
димое для смешивания.
Формование изделий. Формование производят выдавливанием
или прессованием порошковой массы в пресс-формах. Для запол-
нения пресс-формы под давлением порошковая масса должна
обладать определенной пластичностью. При наличии пластично-
сти порошковая масса под давлением может течь полосой без раз-
рывов. Порошки ферритов сами по себе не пластичны. При
добавлении к ним пластификаторов получается формовочная
смесь с необходимой пластичностью При малом (3 10%) содер
Жании пластификатора получают сыпучие порошки для прессова-
ния. При среднем (7—20%) содержании пластификатора — соб
ственпо пластичные массы. При большом (10—40%) получают
литейные массы — шликеры — жидкие системы.
211
Каждой из трех указанных концентраций классификатора со-
ответствует вид формовки изделий (брикетов). Полусухое прессо-
вание (иногда его называют сухим прессованием) из пресснорош-
ков, пластическое формование (протяжка, трамбовка) из пласти-
ческих масс и шликерное литье (литье в пористые формы, литье
под давлением). При давлении 100 кГс/см2 и более пресспорошки
обладают всеми признаками пластичности. Шликер обладает спо-
собностью растекаться под слабым давлением или даже под соб-
ственным весом. Пластичность обусловлена уменьшением трения
между частицами, покрытыми пластификатором, коэффициент
внутреннего трения которого должен быть низок. Такими свойст-
вами обладают растворы органических полимеров.
Эффективность действия пластификатора возрастает, если уве-
личивается смешиваемость частиц данным пластификатором. Из-
вестно, что полярная жидкость лучше смачивает полярные мате-
риалы, а неполярная жидкость — неполярные материалы. Увели-
чение объема пластификатора в пресспорошке не повышает пла-
стичности, а только увеличивает расход пластификатора и ухуд-
шает сыпучесть пресспорошка.
Уплотнению брикета при прессовании мешает трение частиц
порошка относительно друг друга и трение частиц о стенки пресс-
формы. Смазка стенок пресс-формы улучшает условия прессова-
ния и способствует получению более однородных изделий. Запол-
няемость пресс-формы зависит от сыпучести и насыпного веса
пресспорошка. Обжатие при прессовании уменьшается при увели-
чении насыпного веса, при этом улучшается однородность прессо-
вания. При увеличении сыпучести пресспорошка качество прессо-
вания повышается. В производстве ферритов в качестве пласти-
фикатора применяют водный раствор поливинилового спирта
(ЛВС).
Для лучшего заполнения пресс-форм применяют гранулирова-
ние путем прессования брикета с последующим измельчением.
При прессовании ферритовых изделий можно применять автома-
тические прессы, обеспечивающие большую производительность.
Для получения большей однородности по плотности брикета
применяют гидростатическое (изостатическое) прессование.
В этом случае давление на пресспорошок передастся всем сторо-
нам через резиновую оболочку. Давление на оболочку может
передаваться через жидкость. После прессования производят уда-
ление пластификатора. Пластификатор необходим только для
придания пластичности формовочным массам После формования
его удаляют или разложением, или выгоранием, или испа-
рением.
Спекание. Спекание ферритов производят после ферритизацпи
масс. Ферритизацию обычно проводят при Т’=1000°С, а спека-
ние— при температурах на 200—ЗОО’С выше. Процесс спекания
можно разбить на три стадии: начальная, промежуточная и к°'
212
нечная. Начальная стадия характеризуется большей усадкой.
При этом происходит интенсивное увеличение площадки контак-
тов между частицами. Движущей силой процесса является избы-
точная поверхностная энергия. Уплотнение обусловлено скольже-
нием частиц относительно друг друга.
Промежуточная стадия характеризуется прилипанием частиц
друг к другу в зонах контакта. Образуется граница зереп. Проис-
ходит перемол вещества. В этой стадии могут происходить сле-
дующие процессы: вязкое течение, объемная и поверхностная са-
модиффузия и перенос вещества через газовую фазу. Промежу-
точная стадия кончается, когда появляются участки с различной
кривизной поверхности, т. е. когда возникают изомерные поры.
На конечной стадии происходит залечивание отдельных пор и
дефектов кристаллической решетки зерен. Уменьшение свободной
поверхности энергии может происходить за счет трех процессов.
собирательной рекристаллизации, сопровождающейся уменьше-
нием общей поверхности границ зерен; залечивания и укрепления
пор (которые также приводят к уменьшению свободной поверх-
ности). Только во втором процессе происходит увеличение плот-
ности спекаемого брикета со временем. В первом и втором про-
цессах собственно спекания не происходит, так как порошок при
этом не применяют.
Обжиг. Обжиг — последняя в технологическом процессе опера-
ция получения феррита с заданными магнитными свойствами.
В процессе обжига получают феррит заданного химического
состава с определенными физико-химическими свойствами. Режим
обжига характеризуется изменениями в составе газовой среды
под влиянием температуры и давления. Для получения различ-
ных магнитных свойств применяют различные режимы обжига
даже для одного состава феррит а. Большое значение при обжиге
имеет давление газовой среды, именно кислорода. Повышение дав-
ления кислорода предотвращает диссоциацию ферритов С давле-
нием кислорода связано важнейшее состояние ионов железа При
1400°С Ге2О3 переходит в РезО4, появляются двухвалентные ионы
F2+, которые снижают электропроводность и увеличивают магнит-
ные потери. Давление кислорода при обжиге влияет также на де-
фекты в кристаллической решетке ферритов.
Для ферритов, содержащих марганец, давление кислорода при
обжиге имеет особенно большое значение, так как при обжиге
марганец Мп2+ может перейти в Мп3+, в результате чего магнитные
свойства феррита резко ухудшаются.
Кроме кислорода, па электромагнитные свойства могут влиять
другие газы. Так, газы-восстановители (водород и др.) могут
привести к образованию гидридов металлов, сопровождается
резким ухудшением магнитных и механических свойств.
213
§ 15.7. Применение горячего изостатического прессования (ГИП)
в производстве ферритов
Необходимость развития электронных вычислительных машин,
сверхвысокочастотпой и телевизионной аппаратуры, звуке- и ви-
деозаписи потребовало повышения таких качеств ферритовых ма-
Таб.шца 15.9. Магнитные и электрические свойства ферритов
Свойства Стандартный процесс ГИП получения Ni — Zn-феррита
р' при 1 МГц 1600 3500
р' при 5 МГц 510 750
р." при 1 МГц 520 1200
р" при 5 МГц 590 950
В при 1200 Л/м, Тл 0,35 0,51
Нс, А/м 20,7 11,9
Тс, °C 155 190
р. Ом м 105 0,01
Размер зерна, мкм 8 8
териалов, как минимальная пористость, высокие магнитные свой-
ства, стабильность, надежность, долговечность, низкий шум тре-
ния, однородность структуры. Эти требования в значительной ме-
ре были решены посредством применения ГИП в производстве,
Таблица 15.10. Пористость и размер зерна ферритов
Материал Температура ГИП, °C Пористость, р Средний размер зерна, мкм
до ГИП после ГИП
до ГИП после ГИП
Мп0 4oZn0 44 1160 8 1,2 18 18
Fej.orO, 1215 5 0,1 18 20
1325 5 0,1 18 20
Nio seZno 64 1105 3 0,45 5.5 7.9
Ге2б, 1150 2 0,1 5,5 1216
YFeO 1250 4.5 0,1 1.1 1,2
главным образом никель-цинковых и марганец-цинковых феррИ'
тов, а также иттриевых гранатов. В табл. 15.9 и 15.10 проведены
сопоставления свойств ферритов, полученных обычным прессова-
нием и ГИПом.
214
В целом достигнут значительный прогресс в производстве фер-
ритов методом ГИП для СВЧ-устройств и устройств мегагерцевого
диапазона с более высокими характеристиками по сравнению с фер-
ритами, получаемыми традиционными способами.
В результате применения ГИП улучшение сигнала воспроиз-
ведения по сравнению со стандартной магнитной головкой из
Ni — Zn-феррита составило 50%, плотность записи увеличилась
на 11%.
§ 15.8. Способы выращивания ферритовых
монокристаллов
Основными способами выращивания ферритовых монокристал-
лов являются:
1) выращивание монокристаллов из растворов в расплаве,
2) метод ВернейЛя.
В некоторых случаях применяют и другие методы: зонной
плавки, Бриджмена, Чохральского и гидротермальный.
Выращивание монокристаллов из раствора в расплаве проис-
ходит следующим способом.
В высокотемпературном растворе кристаллообразующих ком-
понентов в легкоплавких смесях при охлаждении ниже, темпера-
туры насыщения избыток вещества (в сравнении с равновесным
его количеством) выделяется в виде монокристалла. Монокри-
сталл растет при температурах, значительно меньших точки плав-
ления данного феррита. Основные технологические операции:
1) приготовление шихты по заданному составу феррита; 2) полу-
чение гомогенного высокотемпературного раствора в платиновом
тигле с плотно закрывающейся крышкой; 3) медленное охлажде-
ние с перемешиванием; 4) извлечение монокристалла кипячением
в 20%-пом растворе HNO3.
Для выращивания ферритов—гранатов Y3Fe6O|2 используют
шихту. 10% У2О3, 20,4% Fe2O3, 36,8% PbO. 27,1% PbF2, 5,5%
B2O3 (проценты молярные). В качестве минерализатора, способ-
ствующего росту монокристаллов больших размеров, применяют
оксид кальция СаО. Температура выдержки 1250—1300°С в тече-
ние 15 ч. Скорость охлаждения от начала кристаллизации 0,3—
0,5 К/с. Кристаллизация прекращается при 950- 1000°С. Тигль
вращается со скоростью 20 об/мин: в течение 15 с в одну сторо-
ну и через 5 с — в другую. В тиглях емкостью 3 л выращены кри-
сталлы до 100 г и больше.
Для выращивания монокристаллов применяют печи с силито-
выми нагревателями. Монокристаллы ферритов, как правило, со-
держат дефекты, обусловленные ростом монокристалла и после-
дующей обработкой: точечные дислокации, включения. Дислока-
ции в ферритах — гранатах распределены хаотично или сгруппи-
рованы в ряды: <100), Q10), <111>, <211) на гранях {110}, {211}.
215
Плотность дислокации в монокристаллах, выращенных таким спо-
собом, составляет в различных поперечных сечениях от I-103 до
1 • 107 см~2.
Вопросы и задачи
15.1. Сравнить химические составы металлических и полупроводниковых (фер-
ритов) магнитных материалов.
15.2. Дать определение основным параметрам полупроводниковых магнитных
материалов: комплскснаи магнитная проницаемость, тангенс угла магнитных
потерь, температурный коэффициент магнитной проницаемости, коэффициент
относительной дезаккомодации начальной магнитной проницаемости
15.3. Сопоставить магнитные и электрические свойства металлических и полу-
проводниковых магнитных материалов.
15.1. Вычислить глубину проникновения s переменного магнитного поля в фер-
рите марки 400HII, у которого у„=1100. р=1-10* Ом м при частоте 1 Л1Гц,
и в феррите марки 20001IH, у которого |ц, = .3500, р = 0,50 Ом-м при частоте
0,01 МГц. Использовать формулу s=}' 2р/(в>рм).
15.5. На основе экспериментально установленных зависимостей и
tg 6=/2(Я) с помощью ЭВМ найти зависимость tg6=f3(p) для двух марок
феррита.
Дополнительная литература
15 1. Белов К П„ Зайцева М Л. Ферриты редкоземельных элементов и иттрия
со структурой граната/В кн.: Смит Я., Вейн X. Ферриты. М., 1962.
15.2. Сирота Н. Н./В кН.: Ферриты Минск, 1960.
15 3. Шольц Н. Н., Пискарев К. А. Ферриты для радиочастот М, 1966.
15.4. Магпитомягкнс ферриты для радиоэлектронной аппаратуры Справочник/
Под ред А. Е. Оборонка. М., 1983.
15.5. Мирошкин В. П., Филиппов В. В. Магнигомягкие ферритовые материалы.
Справочник по электротехническим материалам Л., 1988 Т. 8 С 47—73.
ГЛАВА 16
МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
С ПРЯМОУГОЛЬНОЙ ПЕТЛЕЙ ГИСТЕРЕЗИСА
И БОЛЬШОЙ СКОРОСТЬЮ ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЯ
На основе магнитных материалов с прямоугольной петлей гисте-
резиса— специальных ферритов, а также тонких металлических
пленок, — разработаны запоминающие, а также логические и пере-
ключающие устройства вычислительной техники, автоматики, связи,
магнитопроводы приборов сверхвысокочастотных колебаний и волн
и др. Применение в качестве сердечников таких устройств магнит-
ных материалов с прямоугольной петлей гистерезиса (ППГ) обес-
печивает высокую надежность и малогабаритность. С помощью
ферритов с ППГ из-за их высокого удельного сопротивления (р==
= 1-10~4 Ом-см) и из-за отсутствия в них вихревых токов можно
достичь большого быстродействия. Ферриты с ППГ применяют в
виде малых колец с внешним диаметром 0,4—-0,7 мм. Ежегодное их
производство исчисляется миллиардами штук.
216
§ 16.1 Химический состав ферритов
Экспериментально было показано, иго прямоугольные гелли
1истерезиса могут быть получены в ферритах различных соста-
вов.
В табл. 16.1 приведены состав и свойства некоторых изотроп-
ных ферритов 01 ого типа.
Таблица 16 Г. Химический состав и магнитные свойства ферритов с ППГ
Химический состав ^тн ЙА1« ^s.max Ятах '"РИ K..max’ Чм
(СиО)о! (Мп1+хО) i,iFe2O3 86 0,93 0.76 Г8
(MgO)o.s (Мп1+хО)о,я7Нс2Оз 5E 0,96 0,8) 120
Mno.iNio.eMgo iFe2O4 138 0,95 J.83 136
Mg„.4\iQ.6FesO4 28 0,94 0,84 208
Lio^Nio.oeFfrfU 40 0,78 344
Наибольшее распространение получили магпиево-марганцевые,
литий-магпип-марганцевые и литий-натриевые ферриты с прямо
угольной петлей гистерезиса. Опи имеют большую по сравнению
с эквимолярным составом концентрацию оксидов магния и мар-
ганца и недостаток оксида железа, т. е содержат избыток двух-
валентных ионов.
Таблица 16.2. Химический состав магнисио-маргапцепыл ферритов i ППГ
Марка феррига Состав, мол. %
Fe,O, МпО Mgo ZnO CaO
ВТ-1 42.5 42.5 13,5 1 5
ВТ-2 42,5 42,5 13,5 — 1.5
К-2 43,0 43,0 140 -— —
При увеличении содержания магния в магниево-чаргапцевых
ферритах с составом, близким к эквимолярному^ значительно в ’3-
расгает коэрцитивная сила. Магщицая индукция насыщения и
остаточная индукция при этом уменьшаются, причем последняя
менее резко; в результате прямоутольпость петли iистерезиса
возрастает.
При замещении части оксида мащтия или марганца оксидом
Цинка максимальная индукпия увеличивается, а коэрцитивная
сила и темпер'i irpa Кюри снижаются. Введение небольшого ко ли-
чества оксида кальция также сопровождается уве.' иченисм маг-
нитной индукции и снижением коэрцитивной силы мягниево-марган-
Цевых Ферритов.
217
На рис. 16.1 приведена зависимость основных магнитных пара-
метров этих ферритов от соотношения содержания оксидов мар-
ганца и магния.
В табл. 16.2 приведен состав некоторых магниево марганцевых
ферритов.
Рис. 16.1. Зависимость магнитных свойств магниево-марганцевых 4>еррнтов от
состава, характеризуемого параметром х (цифра около кривой)
Примеси, как правило, уменьшают прямоугольпость магний-
марганцевых ферритов.
§ 16.2 Кристаллическая структура и термическая обработка
ферритов с ППГ
При спекании тонкоизмельченных и перемешанных оксидов
марганца, никеля и железа образуется магний-марганцевый фер-
рит со структурой шпинели. Ионы магния и марганца, находящие
ся в кристаллической решетке между ионами кислорода, могут
изменять конфигурацию кислородных октаэдров и создавать внут-
ренние напряжения. Изменения кристаллической решетки шпине-
ли могут быть вызваны не только ионами марганца, но и другими
катионами с электронными уровнями 3d* и 3d9 при их совмест-
ном нахождении в октаэдрических положениях [16.1].
218
В магниево-марганцевых ферритах ионы магния и марганца при
нагревании и охлаждении могут необратимо изменять свои поло-
жения в кристаллической решетке, что является одной из причин
чувствительности магнитных свойств магниево-марганцевых ферри-
тов к режиму термической обработки.
При спекании магниево-марганцевых ферритов в равновесной
атмосфере прямоугольность петли гистерезиса и скорость перемаг-
ничивания увеличиваются, что обусловлено уменьшением приме-
сей и пористости этих ферритов. Для получения прямоугольных
петель гистерезиса спекание магниево-марганцевых ферритов про-
изводят на воздухе с закалкой в углекислом газе. При спекании
и медленном охлаждении на воздухе возникает непрямоугольность
петель магниево-марганцевых ферритов. При больших скоростях
нагревания скорость ферритизации увеличивается.
§ 16.3. Магнитные свойства ферритов с ППГ
Одно из главнейших свойств ППГ-ферритов — прямоугольность
петли гистерезиса, т. е. большая относительная остаточная магнит-
ная индукция (Дг/Дтах~ 1). Коэффициент квадратпости петли ги-
стерезиса Д’/Втах=Дк этих материалов (Д1 — индукция в поле
//max) находится в пределах 0,75—0,85 при Дтах/2= 0,8//г.
Следующей важной характеристикой этих материалов является
время перемагничивания т (время изменения знака индукции с + Д’
на —Д'), которое должно быть возможно меньшим (10~7—10~9 с).
Величину 1/т, обратную времени перемагничивания, рассматрива-
ют как линейно возрастающую функцию с напряженностью поля
Дтах; ———— (//niax — fi(), где //0—пороговое поле, близкое к коэр-
т ow
цитивпой силе; Sw- коэффициент переключения. В этих ферритах
прямоугольноегь петли гистерезиса наблюдается лишь на частных
циклах перемагничивания. Увеличение амплитуды перемагничиваю-
щего поля сопровождается уменьшением коэффициента прямо-
угольности. В данных материалах прямоугольность петли гистере-
зиса наблюдается при любых направлениях перемагничивающего
поля по отношению к произвольному направлению в образце, т. е.
прямоугольность петли гистерезиса этих ферритов обусловлена не-
магнитной текстурой, как это имеет место в металлических магнит-
ных материалах. Такой вид прямоутольпости принято называть
спонтанной прямоугольностью петли гистерезиса.
Междоменные границы в ППГ-ферритах имеют очень искрив-
ленную форму, которая сохраняется и при их перестройке под дей-
ствием поля. В слабом магнитном поле доменная структура изме-
няется незначительно. Когда напряженность поля приближается к
значению, равному коэрцитивной силе, происходит скачкообразная
перестройка доменной структуры После выключения поля на част-
ном цикле перемагничивания доменная структура практически не
219
изменяется. При перемагничивании перестройка доменной струк-
туры в различных кристаллитах происходит примерно при одинако-
вых значениях поля. Криволинейность междоменных границ и
обусловленная ею прямоугольность петли гистерезиса, по-видимо-
му, связаны с дефектами, которые равномерно распределены по
кристаллической решетке феррита.
Таблица 16.3. Магнитные свойства ферритов с ППГ [16.6]
Марка феррита Коэрцитивная сила, А/см Остаточ- ная маг- нитная индукция ВХ1О«, Тл Коэффи- циент квадрат- ностн нт1Нс. нс менее Температурный коэффициент коэрцитивной СИЛЫ // % К при температуре. °C нс более Точка Кюрн Гс, не мецее
—60.. .+20 20. . .70 20. .ЛОО
юоп 20—28 0,20 0,20 630
101П 1,43—11,94 0,15
10411 24—32 0,12 0,18 600
105П 0,56—11,94 20—32 0,30 0,30 500
30011 0,12—0,56 19—27 1,10 0,65 250
7ВТ 5,04—6,16 18—29 0,23 530
5ВТ 3,46—4,50 18—26
ЗВ Г 2,23—2,87 19—27 0,25 500
2,1 ВТ 1,51—1,99 16—23 0,72 240
1.3ВТ 0,92—1,23 0,75
0.9ВТ 0,64—0,80 21—30 0,84 230
О.ЗВТ 0,20—0,28 17—25 0,87 170
0,27В Т 0,18—0,26 0,72 1,80 1,40 НО
0,16В Г 0,10—0,16 17—2 1,90 1,30 130
0.12ВТ 0,08—0,11 0,65 2,10 1,40 110
В табл. 16.3 приведены основные параметры некоторых промыш-
ленных ферритов с прямоугольной петлей гистерезиса.
Время перемагничивания магпиево-марганцевых ферритов обрат-
но пропорционально напряженности магнитного поля. Так как для
перемагничивания феррита напряженность поля составляет (1,5—2)
Яс, то при прочих равных условиях для ферритов с большей
коэрцитивной силой может быть достигнута большая скорость пе-
ремагничивания [7; 16.2].
§ 16 4. Тонкие магнитные пленки
Толщина тонких магнитных пленок, изготовляемых из сплава
железа с никелем (30% Ni, 20% Be), составляет обычно 10—Ю3 им
(1(Н 10м см), два других размера составляют ~1 см (Ю7 нм)-
Из-за большого различия этих размеров и главным образом бла-
годаря приближению толщины магнитных пленок к критическим
размерам доменной структуры во многих случаях тонкие магнит-
ные пленки можно рассматривать как двумерные образования. ОД'
ним из важных свойств магнитных пленок является большая ско-
220
рость перемагничивания (время перемагничивания пленок может
быть снижено до 10-9 с).
Важнейшая область применения тонких магнитных пленок — за-
поминающие устройства, логические элементы сверхбыстродейст-
вующих электронных цифровых вычислительных машин. Тонкие
пленки, имеющие большую скорость перемагничивания, обладают
еще целым рядом преимуществ по сравнению с ферритами со спон-
танной прямоуголъностью петли гистерезиса.
Магнитные параметры тонких магнитных пленок мало изменя-
ются при нагревании до 100—200°С. Из-за низкой коэрцитивной си-
лы и большого электросопротивления энергия перемагничивания
тонких магнитных пленок весьма мала Нагревание при этом прак-
тически отсутствует. Намагниченность насыщения тонких магнит-
ных пленок в 2—2,5 раза больше, чем у ферритов. Это позволяет
уменьшить размеры матриц запоминающих и логических устройств
и тем самым уменьшить габариты электронных математических
машин. Технологические приемы получения тонких магнитных пле-
нок позволяют создать экономичное автоматизированное произ-
водство магнитных элементов этих машин.
При уменьшении размеров ферромагнитных тел относительная
роль слагаемых в выражении для полной энергии изменяется, от-
носительная роль поверхностной энергии увеличивается. При малых
размерах наступают такие энергетические условия, когда междо-
мепные границы, характеризующиеся поверхностной энергией, исче-
зают, при этом весь образец превращается в один домен. Энерге-
тические соотношения в тонких пленках и частицах несколько раз-
личны В данном случае, если пренебречь магнитоупругой энергией,
свободную энергию, минимумом которой определяется доменная
структура, можно представить в виде трех членов;
^=гГР4-гм4-имжр, (16.1)
где Wrp— энергия междоменных границ; WM—магнитостатическая
энергия; 1Ем.Кр— энергия магнитной анизотропия.
Важнейшей характеристикой тонкой магнитной пленки являет-
ся время перемагничивания или связанный с ним коэффициент пе-
реключения —Но), где И— перемагничивающее, а Яп —
критическое (пороговое) поля и для необратимого изменения на-
магниченности в пленке.
Скорость перемагничивания зависит от толщины пленки. Если
рленка многодоменпая, то перемагничивание осуществляется в
процессе смещения. Когда толщина пленки приближается к разме
РУ, близкому к толщине междоменпой границы, пленка становится
гДнодомепной. Перемагничивание в этом случае происходит путем
^Ращения вектора самопроизвольной намагниченности Опыт пока-
зывает, что время перемагничивания при уменьшении толщины
рленки уменьшается, на основе чего делается заключение о боль-
jn°H скорости перемагничивания путем вращения самолроизволь-
221
ной намагниченности. Время перемагничивания зависит от ориен-
тации вектора напряженности перемагничивающего поля относи-
тельно оси легкого намагничивания.
Перемагничивание вдоль оси легкого намагничивания пермал-
лоевых пленок может быть осуществлено за время, меньшее 20 нс
[16.3].
Вопросы и задачи
16.1. Перечислить основные магнитные свойства материалов с прямоугольной
петлей гистерезиса.
16.2. В чем состоят преимущества и недостатки металлических магнитных ма-
териалов с прямоугольной петлей гистерезиса?
16.3. Вычислить плотность энергии доменных границ в зависимости от толщины
пленки для различных химических составов.
16.4. Вычислить время перемагничивания (переключения) по формуле /==
=SV/(HK — НС1) для различных //„ при заданных Sw и //ст~7/с- Построить
графически зависимость
Дополнительная литература
16 1. Пирогов А. И., Шамаев Ю. М. Характеристики ферритовых сердечников
<' прямоугольной петлей гистерезиса М„ 1962.
16 2. Праттон. М. Тонкие ферромагнитные пленки. М., 1967.
16.3. Сирота Н. HJB ки.: Ферриты Минск, 1960.
16.4. Rejoe К. П„ Зайцева М. А Ферриты редкоземельных элементов и иттрия
со структурой граиата/В ки.: Смит Я., Войн X. Ферриты. М., 1962
16.5. Хек К. Магнитные материалы и их техническое применение. М., 1973.
16 6. Живулин С. А. Ферриты с прямоугольной петлей гистерезиса. Справочник
по электротехническим материалам. Л., 1988. Т. 3. С. 129 — 145.
ГЛАВА 17
СВЕРХВЫСОКОЧАСТОТНЫЕ МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
И МАГНИТОДИЭЛЕКТРИКИ
Для передачи и преобразования электромагнитных волн сверхвы-
сокочасготпого (СВЧ) диапазона от 1 до 39 ГГц соответственно с
длиной волны от метра до миллиметра применяют волноводы пря-
моугольного или круглого сечения со специальными СВЧ ферри-
тами, которые обладают удельным электросопротивлением, боль-
шим 1 -104 Ом-м. В ферритах с таким сопротивлением электромаг-
нитные волны СВЧ-диапазона могут проникать на значительную
глубину. В результате взаимодействия СВЧ феррита с проходящей
электромагнитной волной последняя испытывает преобразование,
обусловленное электрическими и магнитными свойствами СВЧ-фер-
рита [7]
Применение СВЧ-фепритов обусловило создание совершенно но-
вых приборов и аппаратуры, таких как фазовращатели и резонанс-
ные вентили. При помощи нелинейных СВЧ-устройств на ферритах
производятся детектирование, удвоение и преобразование частоты-
222
Одной из новых областей применения СВЧ-ферритов является
квантовая электроника. Использование прозрачных для оптическо-
го диапазона электромагнитных волн ферритов-грапатов позволило
создать принципиально новые устройства—лазерные схемы с маг-
нитной внешней модуляцией интенсивности света.
Магнитные материалы с большой стабильностью магнитной
проницаемости при изменении поля, частоты и температуры — маг-
нитодиэлектрики — применяют для изготовления катушек с боль-
шой постоянной индуктивностью, не зависящей или мало завися-
щей от напряженности магнитного поля, частоты перемагничива-
ния и температуры. Эти материалы применяют также для изготов-
ления магнитных экранов в качестве поглощающих элементов в об-
ласти сантиметровых воли.
§ 17.1 Химический состав и кристаллическая структура
СВЧ магнитных материалов
Экспериментально создано большое количество ферритов раз-
личного химического состава, которые могут быть использованы в
СВЧ-устройствах [7].
Никель-медно-маргапцевые ферриты образуются из следующих
оксидов: №0, CuO, MnO, Fe2O3. Небольшое количество оксидов
марганца в этих ферритах обусловливает резкое увеличение элек-
тросопротивления и уменьшение потерь при сверхвысокочастотном
перемагничивании. Из-за низкой температуры плавления оксида
меди температура спекания пикель-медно-маргапцевого феррита на
100 200°С меньше по сравнению с аналогичными ферритами, но
без оксида меди. Понижение температуры спекания способствует
уменьшению дефектов в ферритах, что приводит к уменьшению ши-
рины линии ферритомагпитного резонанса (от 5 - 1 б4 до 2-104 А/м).
Присадкой оксида кобальта может быть достигнуто еще большее
сужение кривой феррито-магнитного резонанса (до 104 А/м).
Магний-марганцевые ферриты образуются из оксидов Mg, МпО,
ЬегОз. При концентрациях оксида магния выше 50% и при недо-
статке оксида железа по сравнению с эквимолярным содержанием
электросопротивление магний-марганцевых ферритов может быть
доведено до 1 106—1 107 Ом-м. При отклонении состава этих фер-
ритов от стехиометрического угол поворота плоскости поляризации
увеличивается. Обнаружено влияние температуры спекания на ши-
рину ферромагнитного резонанса Д//. При повышении температуры
спекания от 1250 до 1350°С АН уменьшается от 80 до 40 кА/м. Пос-
ле медленного охлаждения индукция В, феррита с составом
, ^o.sMno.iFei fOs 4 равна 0,25 Тл, а после быстрого охлаждения с
1300 С Вк==0,29 Тл.
Магний-алюминиевые ферриты образуются из оксидов MgO,
рЬОз, Fe2O3. При малых содержаниях Л|2О3 удельные потери этих
Ферритов малы (~10 3 дБ/град). С увеличением содержания ок-
223
сида алюминия удельные потери возрастают, а угол поворота пло-
скости поляризации уменьшается. Потери в магниево-марганцевых
ферритах могут быть уменьшены до 5- 10-3 дБ/град введением ок-
сида марганца. Благодаря положительному влиянию добавок
оксидов марганца, никеля, меди эти ферриты могут быть
использованы в дециметровом диапазоне волн. Температура
Кюри и индукция насыщения этих ферритов резко зависят от со-
става. Так, например, 7'К=296°С, /К=0,049 Тл для состава
Mgo,isAAno^5Alo,7Fei,7404 и 7к=442°С, ВР=0,057 Тл для состава
Mgo,75Mn0,2sAlo>3Fei,7504. Это возрастание температуры Кюри и ин-
дукции насыщения объясняется увеличением парциальной намаг-
ниченное! и подрешетки с увеличением концентрации ионов никеля,
что сопровождается изменением условий взаимодействия между
подрешетками Л и В.
При увеличении содержания алюминия за счет уменьшения со-
держания железа удельное электросопротивление магпиево-алюми-
ниевых ферритов возрастает до I • 1О10 Ом-м. Еще большие значе-
ния электросопротивления этих ферритов могут быть достигнуты
при снижении температуры ферритизацин, что сопровождается уве-
личением плотности ферритов.
Магниево-хромовые ферриты, имеющие состав, близкий к
MgCro,c4Fei.3fi04, обладают низкими потерями в дециметровом диа-
пазоне электромагнитных волн (10-3 дБ/град). Индукция насыще-
ния, температура Кюри, удельное электросопротивление и ширина
кривой ферромагнитного резонанса этих ферритов — соответствен-
но 0,6 Тл, 160°С, 10s Ом-м, 2,5- IO4 д/м
Введение оксида меди до 10 вес. % к этим составам ферритов
сопровождается увеличением индукции насыщения до 1,1 Тл при
ширине кривой ферромагнитного резонанса 2 - 104 А/м.
Состав никель-ципк-хромовых ферритов может быть выражен
следующей формулой: ЕсгО-,-С12О3-М1О-7пО.
Наблюдается следующее изменение магнитных параметров:
угол поворота плоскости поляризации проходящей трехсантиметро-
вой в.олны, потери ее энергии, ширина линии ферромагнитного ре-
зонансного поглощения и индукция насыщения уменьшаются соот-
ветственно от 100° 5 ДБ, 0,6 Тл, 5-Ю5 А/м до 10°, 1,5 дБ, 0,1 Тл,
3-105 А/м. Все описанные ферриты имеют кристаллическую решет-
ку шпинели.
Химический состав ферритов иттрия и редких земель может
быть описан следующей химической формулой: ЗМеС)3-5Ее2О3, где
символ Me обозначает трехвалентный ион одного из следующих
элементов Y, Gd, Dy, Но, Er, Тгп, Lu, Yb, Sin, Eu, Th. Эти ферриты
имеют структуру, изоморфную кристаллической структуре минерала
граната Ca2Al3(SiO4)3 с кубической симметрией.
Кристаллическая структура граната является весьма сложной.
Двух и трехвалентпые ионы железа, имеющие наименьшие ион-
ные радиусы, как в структуре шпинели, занимают тетраэдрические
224
и октаэдрические узлы. Расстояние между ионами в тетраэдриче-
ском узле и ионом кислорода в иттриевом гранате равно 0,188 им
(примерно так же, как и в шпинели), а между ионами в октаэдри-
ческом узле и ионом кислорода — 0,2 нм. В отличие от шпинельной
структуры, где ионы алюминия занимают в основном тетраэдриче-
ские узлы, в структуре граната эти ионы занимают преимуществен-
но октаэдрические узлы.
Существенной отличительной особенностью структуры граната
является то, что все существующие в этой структуре откаэдрические
и тетраэдрические узлы заняты ионами металла, результатом чего
является большая стабильность структуры. Ионы иттрия и редко-
земельных металлов слишком велики, чтобы запять тетра- и окта-
эдрические узлы, и малы, чтобы замещать ионы кислорода. Эти
ионы занимают узлы, находящиеся в неравномерном окружении из
восьми ионов кислорода, четыре из которых находятся на расстоя-
нии 0,237 нм, а остальные четыре — на расстоянии 0,243 нм. Плот-
ная упаковка ионов кислорода при этом нарушается.
Самопроизвольная намагниченность этих ферритов резко зави-
сит от температуры; существует температура компенсации Гк, при
которой самопроизвольные намагниченности подрешеток компенси-
руются, в результате чего суммарная самопроизвольная намагни-
ченность исчезает, а при дальнейшем нагревании снова возникает,
увеличивается и при температуре Нееля полностью исчезает.
Взаимодействие между ионами железа, находящимися в тетра-
и октаэдрических узлах, как и в других ферритах, является анти-
ферромагнитным (косвенный обмен). Взаимодействие ионов ред-
коземельного элемента, которые обладают отличным от нуля маг-
нитным моментом 4/-электронной незаполненной оболочки, с иона-
ми железа также является антиферромагнитным. Результирующая
самопроизвольная нама! ниченность ферритов-гранатов при низких
температурах и вблизи температуры Нееля в основном определя-
ется магнитными моментами редкоземельных ионов и ионов же-
леза. Этим объясняется наличие температур компенсации.
Температура Нееля, определяемая косвенным обменным вза-
имодействием между ионами железа, почти не зависит от ионов
редкоземельных элементов и поэтому для всех ферритов этого типа
практически одинакова (560 К). Энергия магнитной кристаллогра-
фической анизотропии при комнатной температуре у иттриевого
граната невелика. При низких температурах (7=100 К) энергия
кристаллографической анизотропии резко возрастает.
Ферриты-гранаты, по теории Нееля, обладают тремя подре-
шетками: A. D. С. Октаэдрическая подрешетка образуется узлами
с шестикратной координацией—16Л, тетраэдрическая подрешетка
состоит из узлов с четырехкратной координацией — 24£>. Эти узлы
занимают четыре иона двухвалентного железа Ее+2 и шесть ионов
трехвалептного железа Fe34. Декаэдрическая решетка состоит из
узлов с восьмикратной координацией — 24С, занимаемых шестью
8—Мишин Д. Д. 225
ионами Ме3+ иттрия или редкоземельного элемента. Относительное
значение и ориентация самопроизвольной намагниченности подре-
шеток ферритов-грапатов, по Неелю, схематически изображаются
следующим образом:
с D А
6М3+ 6Fe34 4Fe3+. (17.1)
Результирующая самопроизвольная намагниченность, отнесенная к
одной молекуле 3M2O3-5Fe2O3, составляет
A-16JjC (6/jO-4JsA)I, (17.2)
где 4JsA, 6Jsd, 6Jsc — самопроизвольные намагниченности подрешс-
ток, отнесенные к одной молекуле.
Теория Нееля была проверена экспериментальным изучением
намагниченностей подрешеток методом нейтронной дифракции.
Изучение магнитострикции гадолиниевых ферритов показало, что
при температурах выше температуры компенсации Тк продольная
и поперечная кривые магнитострикции имеют разные знаки и в
сильных полях имеет место насыщение. При температурах ниже Ти
кривые магнитострикции не обнаруживают насыщения и знаки про-
дольной и поперечной магнитострикции одинаковы, т. е. имеет ме-
сто значительное изменение объема феррита-граната гадолиния.
В этом же интервале температур наблюдается максимум кривых
магнитной восприимчивости парапроцесса, начальной проницаемо-
сти и минимум на кривых коэрцитивной силы и ширины линии
ферромагнитного резонансного поглощения.
В феррите-гранате гадолиния 3Cd2O3-5Fe2O3 две «железные»
подрешетки (в области низких температур) из-за сильного взаи-
модействия между ионами Fe3+ можно рассматривать как одну под-
решетку. Второй является «гадолиниевая». Методом .замещения ио-
нов гадолиния ионами иттрия и лютеция было показано, что «же-
лезные» подрешетки имеют определенный температурный ход са-
мопроизвольной намагниченности. Как известно, большая темпера-
туры Кюри характеризует сильное обменное взаимодействие в этой
подрешетке. Обнаружен значительный «хвост» (размытость) вбли-
зи температуры Кюри. Эта размытость магнитного превращения
объясняется зависимостью дальнего порядка в «гадолиниевой» под-
решетке как от собственного положительного обменного взаимо-
действия между ионами гадолиния, так и от отрицательного обмен-
ного взаимодействия между ионами гадолиния и железа. Отрица-
тельное взаимодействие препятствует разрушению дальнего маг-
нитного порядка в «гадолиниевой» решетке и тем самым увеличи-
вает размытость магнитного превращения.
Введение в решетку феррита-граната иттрия ионов алюминия
сопровождается уменьшением самопроизвольной намагниченности,
температуры Кюри и ширины кривой ферромагнитного резонансно-
го поглощения. Влияние введенных в решетку ионов хрома иное.
226
При малых концентрациях ионов хрома самопроизвольная намагни-
ченность и ширина кривой ферромагнитного резонансного погло-
щения Д Н возрастают, а температура Кюри уменьшается. При
больших содержаниях ионов хрома самопроизвольная намагничен-
ность и температура Кюри уменьшаются, а Д/7 возрастает.
Одной из важнейших особенностей ферритов-гранатов является
очень узкая ширина кривой ферромагнитного резонансного погло-
щения. На тщательно отполированных сферах феррита-граната
может быть достигнута ширина липни ферромагнитного резонанса
в несколько десятков А/м. Удельное электросопротивление этих
материалов достигает 1-Ю8 Омм. Свойства ферритов-гранатов,
представляющие большое практическое значение, пока еще оста-
ются слабо изученными [4; 7]. Магнитные и электрические свой-
ства некоторых ферритов-гранатов приведены в табл. 17.1 —17.3,
где ц', в'—магнитная и диэлектрическая упругие относительные
проницаемости; у плотность.
Таблица 17.1. Магнитные и электрические свойства никелевых СВЧ-ферритов
Марка Состап Намагни- ченное lb насыще- ния /s, кЛ'м Ширина кривой ФМР АЛ/, кА/м Диэлектри- ческая про- ницаемость е' Тангенс угла диэлектриче- ски х потерь tgfi -!08 Кажущаяся пл ОТТI ость р, г/см3
10СЧ12 Ni, Ст 87,5 18,0 __
2СЧ7 Ni, Zn 280,0 24,0 13,2 0,6 5,17
1СЧ4 Ni, Zn 378,0 13,5 13,2 0,8 5,15
СЧ1 Ni, Zn 382,0 — — — 5,00
Таблица 17.2. Магнитные и электрические свойства иттрий-алюминиевых СВЧ
феррогранатов
Марка Состав Намагни- ченность насыще- ния Ja, кА/ы Ширина кривой ФРМ Л.Н, к Л/м Диэлек- трическая проницае- мость е' при [ = = 10 ГГц Тангенс угла ди- электри- ческих потерь fpd -10* Кажущая- ся плот- ность р, г/см3
90СЧ Б YA1 16,7 2,0 13,7 4,93
80СЧ Б YAI 25.5 13,8 4,94
70СЧ YA1 31,8 2,4 13,9 2 4,98
60СЧ-Б YA1 38,2 4,0 5,01
50СЧ-3 YAlCaVSnZn 47,0 5,6 14,0 3 4,76
40СЧ-5Б YAI 51.3 4,0 5,03
40СЧ-2Б YAI 62,1 14,2 5,06
ЗОСЧ 9Б YAI 82,0 3,2 14,5 2
ЗОСЧ ЗБ YAI 97,1 4.0 14.6 5,09
20СЧ-6 YAI 111,5 14.8 5,10
ЮСЧ-6Б Y 141.7 2,4 15.1 5,12
8*
227
Таблица 17.3. Магнитные свойства некоторых монокристаллов ферритов-гранатов
Монокри- сталл Состав Намагни- ченное гь насыще- ния /s, кА/м Ширина кривой ФРМ Mt, А/м Поле ани- зотропии НЛ, кА/м Точка Кюри Кс Рентге- новская плотность р. г/см3
150КГ YSc 148,0 48 2,00 513 5,13
140КГ-1 YFe 140,0 48 3,40 555 5,17
120КГ YFcGa 120,0 48 3,40 543 5,19
65КГ CaV: Ge 65,6 48 0,88 443 4,00
БОК Г BiCaV 49,6 96 1,76 498 4,26
35КГ BiCaV : In 34,4 48 1,84 448 4,16
25КГ BiCaV : InNb 24,0 80 2,16 433 4,19
15КГ BiCaV : InNb 16,0 64 2,40 418 4,20
12КГ BiCaV : InNb И.2 80 — 395 4,16
§ 17.2 Магнитодиэлектрики
Магнитодиэлектрики из-за специфичности их структуры обла-
дают большой стабильностью магнитной проницаемости при изме-
нении направления поля, частоты перемагничивания и температу-
ры. Большая стабильность магнитной проницаемости при измене-
нии направления поля достигается за счет линейности кривой на-
магничивания малых ферромагнитных частиц. Увеличением элек-
трического сопротивления при уменьшении размера частиц обуслов-
лена стабильность магнитной проницаемости магнитодиэлектриков
при изменениях частоты их перемагничивания. Стабильность про-
ницаемости при изменениях температуры достигается применением
ферромагнитных частиц чистых веществ или их сплавов с достаточ-
но высокой температурой Кюри.
Электрическая изоляция ферромагнитных частиц производится,
например, жидким стеклом, различными смолами или другими свя-
зующими. Диэлектрик образует непрерывную матричную фазу, а
распределенный в диэлектрике диспергированный магнетик — пре-
рывную фазу.
Размеры применяемых ферромагнитных частиц находятся обыч-
но в следующих пределах: rf=10~4—10 2 см. По форме частицы
могут быть шарообразными, удлиненными, чешуйчатыми. Одной из
важнейших характеристик магнитодиэлектрика является коэффи-
циент заполнения р, определенный отношением объема магнитной
фазы (dn — размер k-i't частицы) ко всему объему магпи-
тодиэлектрика V:
(17.3)
Доля объема изолирующего материала должна быть в пределах
0,05 -0,1.
228
Химический состав ферромагнитных частиц должен обеспечить
повышенную магнитную проницаемость и температурную стабиль-
ность магнитной проницаемости. Применяют главным образом ма-
териалы следующих химических составов: карбонильное железо,
железоникелевые сплавы с 78—82% никеля и 0—2% молибдена,
железокремнийалюминиевые сплавы с 7—13% кремния и 4—7%
алюминия.
Технологический процесс изготовления магнитодиэлектрических
сердечников состоит в основном из приготовления ферромагнитного
порошка, изолирования частиц порошка, прессования сердечника
и его обработки. Для приготовления магнитного порошка разра-
ботаны различные методы; восстановление металлов из оксидов,
электрическое, механическое измельчение и др.
Частицы порошка покрывают тонким слоем электрического изо-
лятора, например шеллака или жидкого стекла.
Перед прессованием сердечника добавляют связующее, напри-
мер полистирол. Прессованные сердечники упрочняются пропиткой:
синтетическими материалами или лаками с последующей полиме-
ризацией.
Магпитодиэлектрики предназначаются в основном для работы
в слабых магнитных полях, напряженность которых близка к коэр-
цитивной силе. При намагничивании частицы магнитодиэлекгрика
возникает размагничивающее поле /%>, которое направлено проти-
воположно внешнему полю Не. Таким образом, внутри частицы
действует поле
Н^Нс-На. (17.4)
В области слабых полей магнитная индукция магнитодиэлектри-
ка может быть представлена формулой
{ Ро'^ь (17.5)
где ро — магнитная постоянная; ри — начальная проницаемость маг-
нитодиэлектрика: v — постоянная, которая характеризует стабиль-
ность проницаемости при изменении напряженности внешнего поля.
Температурный коэффициент стабильности магнитной проницае-
мости р может быть вычислен по формуле
В = Н1-Н2 , (17.6)
. Ин (*2 — Л)
где рп, р»2 — магнитные проницаемости магпитодиэлектрика при
температурах Л и t2 соответственно.
ЛАагнитная проницаемость магнитодиэлектрика слабо зависит
от частоты из-за электрической изолированности частиц магнито-
диэлектрика.
Важной характеристикой магнитодиэлектрика является общий
тангенс угла потерь эпер, ии при перемагничивании, который мо-
жет бы гь представлен состоящим из составляющих потерь:
229
tgs—ътн 4*8b/4*V
(17-7)
где б — угол потерь; бг, бв, би — коэффициенты потерь, соответст-
вующие гистерезису, вихревым токам и магнитной вязкости, кото-
рые определяются по сопротивлениям потерь гг, гв, гп эквивалент-
Таблица 17.4 Основные электромагнитные свойства магнитоднэлсктрика на
основе карбонильного железа (ГОСТ 13610—79)
Магнитные потери
Марка
материа-
ла
И'
бг-10®, м/А бв-10». 1/Гц du103
Темпера-
турная
нестабиль-
ность
а-10е в
п интервале
от —60 до
+ 100°С
Р-10 2,9 13—15 3—5 2,0-3,5 0,15-0,25 10 25—180
Р-20 2,95 12—14 1,5—2,5 2,0—3,0 0,05—0,1 20 20—150
Р-100 1,55 9—10 1,25 -1,85 0,15—1,2 0,05—0,1 100 50 100
Р-100Ф 1,60 10,5-12 1,2—2,0 1,0—2,8 0,05—0,1 100 30—150
Пс 2,90 11,0-13,0 1,5 3,5 0,2 20 25—100
Примечания: I. Эффективная магнитная пронвцеамость цЯф измерена на часто-
те 5 МГц для Р-10, Р-20, Пс; для Р-100 н Р-100Ф — на частоте. 50 МГц на сердечнике
длиной 19 мм и диаметром 9,25 мм.
2. р—действительная составляющая относительной комплексной ыапгитной проницае-
мости (определена на кольцевых образцах).
ной схемы катушки индуктивности с сердечником [9.2]. Тангенс
угла потерь и его компоненты могут быть выражены через сопро-
тивления потерь:
tg8 — —с- ; 8‘= —--—; 2л fL г 2afLH х - Гп " 2л fL ’
- гв 3= = , в 2л/2Д (17.8)
где гс, Гг, гп и гв— сопротивления потерь соответственно общие, ги-
стерезиса, вязкости и вихревые.
Таблица 17.5. Основные электромагнитные свойства магнитодиэлектриков на
основе сплава
Коэффициенты потерь,
Марка Магнитная проницае- мость ц. не более тк ц10в не более В диапазо- не ГС
бг-105, м/А 0,10’. 1/Гц 6„-1СР
П250 230 8.2 1000 3 200 —60 -4-85
П140 140 6,3 450 2 100 —20 -4-70
120 —60 -4-85
П100 100 3,1 200 2 100 -60 -4-85
П60 60 1,9 100 1,5 100 —60 -4-85
230
п
Электромагнитные свойства магнитодиэлектриков приведены
в табл. 17.4—17.6.
Тангенс угла потерь tg d/р. при /=60 кГц равен 3,27 при
А/м и 3,55 при 11 ^40 А/м.
Вопросы и задачи
17.1. Перечислить основные требования, предъявляемые к магнитным материа-
лам для сверхвысокочастотной техники.
17.2. Вычислить диагональные компоненты тензора магнитной проницаемости по
Л уЛЛ.
формуле р. — 1 + н — ~ для трсх марок СВЧ-феррита при 7/0 =
= 10 000 А/м.
17.3. Вычислить иеднагональные компоненты тензора магнитной проницаемости
по формуле
V'T/q
1Л- ==
77р (у7/0)2 — й)2
для тех же марок СВЧ феррита при Но~ 10000 А/м. Записать тензор магнит-
ной проницаемости.
17.4. Преобразовать общую формулу ферромагнитного резонанса
ш0 У {[770 + - Nz) Js] [IfQ + (Vу — Лгг) Л]},/«,
где Л/х, A'v, Л’.~ — диагональные компоненты тензора размагничивания, соответст-
вующие случаю, когда оси координат х, у, г направлены по главным осям эл-
ипа^ИЛа ±Тавo' v сФ?₽ы„(Лх=^»=^=,/з). 2) тонкой неограниченной
(Лх~Лг—0, Му— 1), 3) тонкого неограниченного цилиндра (Л'х=
17.5. Вычислить резонансную частоту для эллипсоидальной частицы Л'х=0 001-
Л»— Ах=0,1 для трех марок СВЧ феррита.
17.6. Перечислить основные параметры магнитодиэлектриков
17.7. Вычислить тангенс угла потерь по формуле tg t>,„=dhHuA dtf+d, для трех
марок магпитодиэлектрнков: РЮ, Р-100 и Р-100Ф.
Дополнительная литература
17.1. Аск К. Магнитные материалы и их техническое
17.2. Яковлев Ю. Л1„ 1 енделев С. Ш. Монокристаллы
троннке. М., 1975
17 3 7уревич А. Г. Магнитный резонанс в ферритах
применение. М, 1973.
ферритов в радиоэлек-
н антиферромагнетнках.
71 4' Meiges’ Баттон К' Сверхвысокочастотиые ферриты и ферримагнетики.
17 5 Злобин В. А., Муромкина Т. С., Поспелов 11. В. Изделия нз ферритов и
магнитодиэлектриков. Справочник. М., 1972
Толмасский И. С. Карбонильные ферромагнетики М , 1976
17.6 Яковлев Ю М. Поликристаллическпе и монокристаллические ферриты,
управочпик по электротехническим материалам Л, 1988. С. 146—180.
1/7. мирошкин В. П. Магнитодиэлектрикн. Там же. С. 74—83.
ГЛАВА 18
МАГНИТОТВЕРДЫЕ МАТЕРИАЛЫ С УМЕРЕННЫМИ ЗНАЧЕНИЯМИ
КОЭРЦИТИВНОЙ СИЛЫ И МАГНИТНОЙ ЭНЕРГИИ
Магнитотвердыми принято называть такие магнитные материалы,
коэрцитивная сила которых находится в пределах 5-103—5-106 А/м
(GO Э—60 кЭ), максимальная магнитная энергия (ВН/2)тах=
=0,5-:-200 кДж/м3 (1 -105—5-Ю7 Гс-Э); энергетическое произведе-
ние (ВН) max—1-4-
400 кДж/м3. Такие маг- мгс9
иитпые материалы ис-
пользуют для изготовле-
ния постоянных магни-
тов— источников посто-
янных магнитных полей.
Результат ы исследования
постоянных магнитов по
магнитной энергии, полу-
ченные за столетие, при-
ведены па рис. 18.1.
Постоянные магниты,
изготовленные из магни-
тотвердых материалов, в
настоящее время являют
ся важнейшими элемента-
ми многих устройств поч-
ти во всех отраслях тех-
ники (электро- и радио-
техника, автоматика, ро-
ботостроение, приборо-
строение, электроника).
roib'
Рис. 18 1. Результаты исследовательских
работ в области постоянных магнитов с
максимальной энергией за столетие
Объем производства постоянных магнитов ежегодно увеличива-
ется. Использование постоянных магнитов захватывает очень ши-
рокую область, включающую акустические системы, телефонные
трубки и другие звукопроизводящие приборы; Maiнетроны, волно-
воды для микроволны, различные аппараты связи, вольтметры, ам-
перметры, интегрирующие ваттметры, экспонометры, а также кон-
трольно-измерительные приборы: магнитные затворы, рудоочисти-
тели и прочие специальные изделия.
Магнитотвердые материалы экономически и технически во мно-
гих случаях гораздо выгоднее, чем электромагниты постоянного то-
ка. С их помощью можно создавать новые технические изделия с
повышенной работоспособностью, обеспечивать экономию мате-
риалов и потребление энергии. Появление таких технических изде-
лий оказалось возможным только благодаря применению высоко-
эффективных постоянных магнитов.
233
§ 18.1. Физические условия высококоэрцитивного состояния
Высококоэрцитивное состояние магнитных материалов количе-
ственно характеризуется большими значениями коэрцитивной си-
лы Нс, остаточной индукции Вт и максимальной магнитной энергии
’/о (В//)шах. Максимально возможная остаточная индукция равна
индукции насыщения В„ коэрцитивная сила при предельной кривой
размагничивания В=ВГ—Н равна остаточной индукции и, следо-
вательно,
72(^)гаах=^/(8[Хо!1).
(18-1)
Во многих магнитотвердых материалах кривая размагничивания
не является предельной. Коэрцитивная сила и максимальная маг-
нитная энергия для них не являются предельно максимальными.
Таким образом, высококоэрцитивное состояние материала опреде-
ляется индукцией насыщения, коэрцитивной силой и формой кри-
вой размагничивания. В реальных магнитных материалах индук-
ция насыщения может изменяться в зависимости от кристалличе-
ской структуры не более чем на проценты, а коэрцитивная сила —
в сотни раз. Значение коэрцитивной силы зависит от энергий ос-
новных взаимодействий в магнитном материале. Относительным
значением энергии обменного, магнитокристаллического, магнито-
упругого и магнитостатического взаимодействия определяются вид
магнитной структуры и тип процессов перемагничивания. В каждом
конкретном случае происходит такой процесс перемагничивания,
энергия активации которого минимальна.
При намагниченности до насыщения магнитного материала меж-
доменные границы отсутствуют. При уменьшении поля, действую-
щего на магнит ный материал, может возникать доменная структу-
ра, т с. возникают домены, направление самопроизвольной намаг-
ниченности в которых противоположно направлению намагничен-
ности основной части магнитного материала. Макроскопическая на-
магниченность магнитного материала уменьшается.
Характерными являются следующие четыре случая [18.1; 18.2].
1. Домены обратной намагниченности возникают в положитель-
ных полях, т. е. до изменения направления вектора напряженности
внешнего магнитного поля. В этом случае коэрцитивная сила обус-
ловлена взаимодействием доменных границ с дефектами кристал-
лической решетки. Остаточная индукция меньше индукции насыще-
ния В«.
2. Домены обратной намагниченности возникают в отрицатель-
ных полях, но при полях намного меньших коэрцитивной силы. Ко-
эрцитивная сила, так же как и в первом случае, связана со взаи-
модействием доменных границ с дефектами кристаллической ре-
шетки Остаточная индукция равна индукции насыщения.
3. Домены обратной намагниченности возникают в отрицатель-
ных полях при их значениях, близких к коэрцитивной силе. В этом
234
случае коэрцитивная сила магнитного материала связана с про-
цессом возникновения самих доменов,
4. При уменьшении внешнего магнитного поля доменная струк-
тура может и не возникать. Перемагничивание в этом случае про-
исходит необратимым вращением самопроизвольной намагниченно-
сти.
Во всех четырех случаях коэрцитивная сила существенно зави-
сит от структуры дефектов кристаллической решетки магнитного
материала.
§ 18.2. Петли магнитного гистерезиса магнитотвердых
материалов
Важнейшими характеристиками магнитотвердых материалов яв-
ляются петли магнитного гистерезиса. В зависимости от поля петли
подразделяются на полные, или предельные (максимальные), ес-
ли намагничивающее поле достигает поля насыщения //s, и на част-
ные, если действующее па материал поле И меньше поля насыще-
ния: H<HS. Частные петли зависят от магнитной предыстории ма-
териала. На каждом магнитном материале можно получить мно-
жество частных петель, но одну единственную предельную петлю.
Обычно для характеристики магнитотвердого материала снимают
не всю предельную петлю, а только ее часть во втором квадранте,
называемую кривой размагничивания. Часто снимают не всю кри-
вую размагничивания, а только остаточную индукцию В- и коэр-
цитивную силу Нс. Петли гистерезиса снимают в различных коор-
динатах либо в координатах ро, В, либо В, Н.
На рис. 18.2 приведены петли гистерезиса и в той и другой сис-
теме координат. По оси магнитной индукции В отложена индукция
также по намагниченности ро-/. Масштабы в этом случае совпада-
ют. Прямая О А характеризует магнитное поле в вакууме Вв=роН.
Угол наклона прямой О А к оси Я определяется формулой
Вя
tgV—-7J- = Po-
Г1
Как следует из рис. 18.2, коэрцитивная сила по намагниченности
больше коэрцитивной силы по индукции Нс.в, //ci>7/c.b- Эта раз-
ница тем больше, чем больше Нс. При малых значениях Нс эта
разница пренебрежимо мала.
При условии Нг1-»-оо ро-/= 6г=const и В—р (14-/У) —Вт—рЛ,
тогда при В=0 (/7г в)max, отсюда lim (Яс.в)гтс1-со= Вг/ро-
При больших коэрцитивных силах Нс1-*ос кривая
может перейти в прямую В— р0(/7+1), проходящую через точки
S, и //св, отсюда при рабочей точке Ва~Вг/2 и //а=77с.в/2=Вг/2р
имеем
(5ал/й)Шах=-гг;- <18-2>
235
Теоретический предел максимальной магнитной энергии для
магнитотвердого материала с индукцией насыщения Вв составит
-^(SH)raax = A-.
Z 8p.tp.
Чтобы при данной Вг получить магнитную энергию магнита, воз-
можно большую или равную теоретическому пределу, петля магнит-
ного гистерезиса по намагниченности цо! должна быть прямоуголь-
ной, как это показано на рис. 18.3. Петля гистерезиса по магнитной
------ ’’ ' ' пунктиром. Угол наклона опреде-
индукции изображена
ляется условием tgy=po-
Рис. 18 2. Предельные петли
магнитного гистерезиса по ин-
дукции В(Н) и намагниченно-
сти J(W)
Рис. 18.3. Прямоугольная пет-
ля магнитного гистерезиса по
намагниченности и соответст-
вующая ей петля по индукции
§ 18.3. Химический состав, кристаллическая структура,
магнитные свойства
Магнитотвердые материалы с умеренными значениями коэрци-
тивной силы [Н(-= (504-12) 103 А/м)] и максимальной магнитной
энергией [*/г(/?//) max ~ 1 Дж/м3] имеют из-за простоты технологи-
ческого изготовления большое практическое значение. Их приме-
няют в тех случаях, когда требование максимальности отношения
напряженности магнитного поля магнита к его весу не является
сущее I венным.
Экспериментально было найдено, что высококоэрцитивные мате-
риалы с умеренными значениями коэрцитивной силы и магнитной
энергии могут быть получены путем легирования хромом до 3%
углеродистой стали с содержанием углерода около 1% (марка ста-
ли по ГОСТ 6862—71 ЕХЗ); вольфрамом до 6% (марка ЕВ6), хро-
мом до 6% и кобальтом до 6% (марка ЕХ5К5); хромом до 9%‘.
кобальтом до 15% и молибденом до 1,5% (марка ЕХ9К15М2)
Г-71
236
Кристаллическая структура этих материалов может быть рас-
смотрена на основе диаграммы фазового равновесия железоугле-
родистых сплавов, поскольку легирование углеродистой стали
вольфрамом, хромом, кобальтом не сопровождается качественными
изменениями этой диаграммы При содержании 0,83% углерода и
температуре 723°С (точка Л) образуется эвтектика, которая состо-
ит из a-фазы и цементита (Fe3C), При длительном нагревании вы-
сокоуглеродистой стали цементит разлагается с образованием же-
леза и графита. Высококоэрцитивное состояние образуется путем
нагревания стали выше точки А, где растворимость углерода в же-
лезе велика, и быстрого охлаждения до температур, меньших этой
точки, где растворимость углерода и железа мала (порядка
0,006%). При большой скорости охлаждения (закалка) образуется
структура мартенсита, который имеет пластинчатую фому (в попе-
речном сечении пластины видны как иглы) с метастабильной тет-
рагональной объемно-центрированной решеткой. Температура об-
разования мартенсита равна примерно 200°С. Если уменьшается
скорость охлаждения или если сталь выдерживается при темпе-
ратуре около 100°С, то образуется пластинчатый троостит. При еще
более медленном охлаждении стали или длительных выдержках
при температуре 650°С образуется перлит, состоящий из чередую-
щихся пластинок феррита и цементита. Очень медленное охлажде-
ние может сопровождаться сфероидизацией цементита.
Легирование углеродистой стали сопровождается повышением
температуры а->у-превращения. у-Фаза при содержании 6% воль-
фрама исчезает. Эвтектоидная точка (температура равновесия у-фа-
зы с о-фазой и карбидами) смещается к более низким температу-
рам и меньшим концентрациям углерода тем более, чем большим
является содержание вольфрама.
Легирование углеродистой стали хромом сопровождается по-
вышением температуры А и уменьшением углерода в эвтектоиде.
Хромистая заэвтектоидная сталь (при эвтектоидном превращении)
становится пеферромагпитпой Хром замедляет растворение карби-
дов в аустените. Карбиды в хромистой стали, так же как и в воль-
фрамовой стали, при продолжительном нагревании могут видоиз-
меняться.
Легирование углеродистой стали кобальтом вызывает резкое
повышение температуры превращения (точки А). Прн содержании
кобальта 35—30% эта температура повышается почти до 1000°С.
Температура Кюри повышается в еще большей степени. Так, прн
содержании кобальта, большем 20%, температура магнитного пре-
вращения совпадает с температурой о-э-у-превращения. Кобальт
смешает эвтектоидную точку к более высоким температурам и не-
сколько снижает содержание углерода в эвтектоиде. Растворимость
Углерода в аусзените, легированном кобальтом, практически не из-
меняется. но при закалке кобальт способствует образованию мар-
тенсита, подавляя перлитное превращение.
237
Термической обработкой этих материалов в значительной сте-
пени определяются их магнитные свойства. Зависимость магнитных
свойств от термической обработки, по-видимому, объясняется тем,
что высококоэрцитивное состояние этих магнитных материалов
обусловлено магнитоупругим взаимодействием. Хотя на всех маг-
нитных материалах этой группы магнитоупругие взаимодействия
непосредственно не изучались, однако на кобальтовых сталях было
показано, что при увеличении содержания кобальта одновременно
возрастают магнитострикция и коэрцитивная сила. Так как в теоре-
Таблица 18.1. Магнитные свойства по ГОСТ 6862—71 при намагничивании в
ПОЛЯХ НаПрЯЖеННОСТЬЮ //max
ЛТарка стали Wroax- кЛ^м <Э) Нс. Мм (Э) Вг. Тл (кГс)
Не менее
ЕХЗ 39,8 (500) 4 775 (60) 0,95 (9,5)
ЕВ6 39,8 (500) 4 775 (60) 1,00 (10,0)
ЕХ5К5 79,6 (1000) 7 162 (90) 0,85 (8,5)
ЕХ9К15М2 79,6 (1000) 11 937 (150) 0,80 (8,0)
тических соотношениях коэрцитивная сила материалов зависит от
членов типа л.-ю, где Xs — магнитострикция насыщения, а — внутрен-
ние напряжения, то наряду с магнитострикцией важнейшими пара-
метрами являются также внутренние напряжения, которые обуслов-
лены главным образом дислокациями. Пластическая деформация
и термическая обработка рассматриваемых материалов должны
проводиться по такому режиму, при котором обеспечивается мак-
симум произведения Xsa. Для сталей марок ЕХЗ и ЕВ6: нагревание
до 1000—1050°С, выдержка 10—15 мин, охлаждение на воздухе, за-
тем закалка от 800—840°С с выдержкой 10—20 мин в масле, воде
или на воздухе и последующее старение в течение 24 ч на воздухе
и отпуск при 100— 120°С в течение 4—5 ч. Для сталей марок ЕХ5К5
и ЕХ9К15М2: нагревание до 1200°С в течение 5—10 мин, охлажде-
ние на воздухе; нагревание до 700сС в течение 1 ч, охлаждение на
воздухе, затем 10 мин закалка от 1000°С, охлаждение в масле или
на воздухе, отпуск при 100—120°С в течение 4—5 ч. Нагревание
производится в защищенной от обезуглероживания среде.
Магнитные свойства этих материалов после закалки по опти-
мальному режиму вследствие структурного и магнитного старения
изменяются. Структурная стабилизация производится путем вы-
держки материала при 100°С в течение 12 ч. Для магнитной ста-
билизации осуществляются циклическое нагревание и охлаждение
в интервале 0- Ю0°С в намагниченном состоянии и затем уменьше-
ние индукции на 5% полем обратного направления [7].
238
Основные магнитные свойства магнитотвердых материалов с
умеренными значениями коэрцитивной силы и магнитной энергии
по ГОСТ 6862—71 приведены в табл. 18.1.
Вопросы и задачи
18.1. Дать определение постоянному магниту
18.2. Почему нельзя изготовить постоянный магнит из материала с малой коэр-
цитивной силон?
18.3. Перечислить характерные особенности высококоэрцитивного состояния.
18.4. Какое влияние на высококоэрцитивное состояние магнитных материалов ока-
зывают их химический состав и кристаллическая структура?
18.5. Перечислить особенности петли магнитного гистерезиса магннтотвердых
материалов.
18.6. Определить форму и размеры магнитов, обладающих максимальной маг-
нитной энергией, по данным табл. 18.1.
18.7. Определить предельно высокую магнитную энергию для всех марок мате-
риалов по их остаточной индукции по табл. 18 1.
18.8. Провести сравнение отдельных марок ма~нитотвердых материалов, приве-
денных в табл. 18.1.
Дополнительная литература
18 1. Рейнбот Г. Магнитные материалы и их применение Л., 1971
18.2. Электротехнические материалы. Справочпик/Под ред. В. Б. Березина и
Н. С. Прохорова. М, 1983.
ГЛАВА 19
МАГНИТОТВЕРДЫЕ МАТЕРИАЛЫ С ПОВЫШЕННЫМИ ЗНАЧЕНИЯМИ
КОЭРЦИТИВНОЙ СИЛЫ И МАГНИТНОЙ ЭНЕРГИИ
Магнитотвердые материалы с повышенными значениями коэрци-
тивной силы (4—15)-104 А/м (500—1000 Э) и магнитной энергии
*/г (В//) =3,64-40 кДж/м3 (5—10 МГс-Э) в настоящее время наи-
более распространены по сравнению с другими материалами для
постоянных магнитов. Их применяют в машиностроении, приборо-
строении, автоматических устройствах и в других областях совре-
менной техники.
§ 19.1. Химический состав, кристаллическая структура,
термическая обработка
Экспериментально было установлено, что магнитотвердые ма-
териалы с повышенной коэрцитивной силой (~1-104 А-'м) и маг-
нитной энергией (более 4 кДж/м3) могут быть получены на основе
сплавов различного химического состава, как пластически дефор-
мируемых, так и хрупких. Пластически деформируемыми магнито-
твердыми сплавами являются сплавы железа с хромом и кобаль-
том, железо — никель — медь, сплавы марганца с алюминием и уг-
леродом без железа, па которых были получены магниты с макси-
мальной магнитной энергией ’/г (В//)шах до 35 кДж/м3 [19.3J.
239
Наибольшее распространение получили магнитотвердые мате-
риалы на основе железоникельалюминиевых сплавов. Высококоэр-
цитивное состояние этих сплавов может быть получено при содер-
жании никеля 20—33% и алюминия 11—17%. При легировании
этих сплавов различными элементами их магнитные свойства .зна-
чительно изменяются. Легирование медью сплавов с содержанием
никеля около 23% и алюминия 10—15% сопровождается увеличе-
нием коэрцитивной силы и остаточной индукции. При больших со-
держаниях никеля в сплаве роль меди изменяется: коэрци-
тивная сила повышается, а остаточная индукция уменьшается. При-
садка кремния вызывает значительное увеличение коэрцитивной
силы.
Присадка титана до 1% также повышает коэрцитивную силу,
при дальнейшем увеличении титана наблюдается уменьшение вы-
пуклости кривой намагничивания. Титан образует стойкий карбид
в сплаве и тем самым снижает действие углерода в сплаве. Примесь
углерода даже в малых количествах (0,1 %) значительно снижает
коэрцитивную силу и остаточную индукцию. Наиболее благоприят-
ное влияние на магнитные свойства железоникельалюминиевых
сплавов оказывает кобальт. Влияние кобальта на магнитные свой-
ства этих сплавов существенно зависит от содержания никеля и
алюминия. При содержании никеля 15—19% и алюминия 13% при-
садка вызывает увеличение коэрцитивной силы и уменьшение оста-
точной индукции, а при содержании в сплаве никеля 21% обе эти
характеристики значительно увеличиваются присадкой кобальта.
Химический состав магнитотвердых железоникельалюминиевых
сплавов по ГОСТ 17809—72 приведена табл. 19.1.
При высоких температурах (.1200—1300°С) благодаря большой
растворимости компонентов железоникельалюминиевые сплавы на-
ходятся в однородном состоянии. При медленном охлаждении
сплава равновесная высокотемпературная а фаза распадается па
две объемпо-цешрированпых фазы а и а2 с параметрами близкими,
но резко различными по составу: «-фаза с составом FeNiAl—это
почти чистое железо, а «2-фаза имеет состав FegNiyAl?. В высоко-
коэриитивном состоянии сплава «-фаза распределена малыми объ-
емами в аг-фазе, как в матрице; когерентность этих фаз еще в ка-
кой-то мере сохраняется Существование гетерогенности было по-
казано путем измерений внутреннего размагничивающего фактора.
При изменении температурной зависимости намагниченности был
выявлен резко выраженный изгиб при 450°С, который также слу-
жит доказательством существования двухфазности этих сплавов.
Изучение микроструктуры показало, что с помощью оптического
микроскопа гетерогенность сплава может быть обнаружена только
на поздних стадиях распада, когда коэрцитивная сила не оптималь-
на [194] Наблюдаемые выделения второй фазы имеют удлинен-
ную форму. Рентгенографическое исследование железониксльалю-
миниевых сплавов показало, что на образцах после медленного ох-
240
лаждения образуются «боковые полосы» на рентгеновских линиях,
которые указывают на периодическое изменение структуры.
Исследование магпитотвердых железокобальталюминиевы к
сплавов с помощью электронного микроскопа показало, что при
медленном охлаждении выделение сс-фазы происходит в виде пла-
стинок размером 0,1X0,001 мкм в тетрагональных плоскостях мат-
рицы. Если процесс фазового распада сплава развивается в боль-
шей степени, то толщина выделяющихся пластинок увеличивается,
а коэрцитивная сила уменьшается.
Таблица 19.1. Основной химический состав некоторых магниготвердых сплавов
по ГОСТ 17802-72
Марки сплавов Алюминий Никель Медь
ЮНД4 13,0 14,0 24,0—25,0 3,0—4,0
ЮНДК18 9,0 10,0- 18,0 19,0 3,0—4,0
ЮН13ДК25Л 7,5—8,0 12,5—13 5 3 0—3,5
ЮНДК40Т8АА 7,2 - 7,7 14,0—14,5 3,0—4,0
ЮНДК40Т8 7,5—8,5 13,5—14,5 3,0—4,0
Продолжение табл. 19.1
Марки сплавов Кобальт Титан Железо
ЮНД4 — 0,2—0,3 —
ЮНДК18 18.0—19,0 — —
ЮН13ДК25А 24,0—26,0 — —
ЮНДК40Т8АА 39,0—40,0 7.0 -8,0 —
Ю1ЩК10Т8 40,0—42,0 8,0 -9,0 .—
Примечание Буквы обозначают: Д — медь, К — кобальт, Н — никель. Т 'гитан0
Ю алюминий, А столбчатая кристаллическая структура, ЛА — монокристаллическая
структура. Цифры указывают иа примерное процентное содержание элемента.
В зависимости от режима термической обработки коэрцитивная
сила железоникельалюминиевых сплавов может меняться в сотни
раз. Высококоэрцитивпое состояние этих сплавов достигается
только при оптимальных термических обработках. Режим терми-
ческой обработки падо подобрать таким образом, чтобы получить
оптимальную форму, размер и распределение выделяющихся ча-
стиц при распаде твердого раствора сплава. Посредством термо-
магнитной обработки (ТМО) магнитные свойства магнитов из это-
го ептава могут быть значительно улучшены, причем магниты ста-
новятся магнитоанизотроппыми.
В табл. 19.2 приведены экспериментально найденные режимы
термических обработок некоторых магнитотвердых сплавов по
ГОСТ 18-809—72 При термомагнитной обработке возникает одно
Рсная анизотропия независимо от исходного структурного состоя -
241
ния при всех температурах ниже температуры Кюри ct-фазы. Этот
эффект ТМО имеет место и в сплавах, не содержащих кобальта
[19.4]. Анизотропия формы аг-фазы обусловлена взаимодействием
магнитных зарядов на полюсах частиц. Наряду с магнитостатиче-
ской энергией форма выделений обусловлена упругой анизотропи-
ей энергии поверхностного натяжения между фазами. Ориентация
частиц — выделение вдоль действующего при ТМО поля — может
происходить как при зародышеобразовании, так и па более позд-
них стадиях распада пересыщенного твердого раствора.
Таблица 19.2. Режимы термической и термомагпитной обработки некоторых
магнитотвердых сплавов по ГОСТ 17809—72
Марки сплаиов
Режимы
ЮНД4
ЮНДК18
ЮН13ДК35А
ЮНДК40Т8
Охлаждение с температуры 1250°С со скоростью
180—300 К/мин
Охлаждение с 1280°С в магнитном поле напряжен-
ностью не менее 160 кА/м до 600°С со скоростью 50—
200 К/мин. Отпуск: 620°С — 2 ч, 590°С — 8 ч
Охлаждение с 1280°С в магнитном поле напряжен-
ностью не менее 160 кА/м до 900’С со скоростью
200 К/мин и до 600°С со скоростью 25 К/мин Отпуск:
610°С — 5 ч, 530°С — 8 ч, 560°С —12 ч
Охлаждение с 1210 до 900°С со скоростью не менее
250 К/мин и выдержка в изотермической ванне при
830°С в течение 10 15 мин в магнитном поле напря-
женностью не менее 280 кА/м Отпуск: 675°С — 0,5 ч,
650°С — 2 ч, 590°С — 16 ч, 550°С — 20 ч
Порошковые фигуры на железоникелькобальталюминиейых
сплавах были получены только в состоянии с малой коэрцитивной
силой. Под действием намагничивающего поля наблюдались смеще-
ния междоменных границ. В сильных полях междомепные границы
исчезали и вектор намагниченности устанавливался параллельно
направлению поля, приложенного при ТМО. В высококоэрцитивпом
состоянии (//с=5- Ю4 А/м) в точке петли гистерезиса, соответству-
ющей остаточной индукции, доменные структуры не были видны.
При перемагничивании появляются и растут мелкие иглоподобные
домены. В высококоэрцитивпом состоянии этих сплавов (//<• —
— 5,5-104 А/м) перемагничивание происходит путем образования
и роста псевдо доменов, которые, по-видимому, можно представить
состоящими из группировок одинаково ориентированных однодо-
менных частиц. Остается невыясненным, можно ли границы между
частицами рассматривать как границы между доменами в обычном
понимании или они представляют собой переходные области, в ко-
торых намагниченность отклоняется от направления преимущест-
венной ориентации.
242
При исследовании природы высококоэрцитивного состояния же-
лезоникельалюминиевых сплавов изучалась роль всех основных
электронных взаимодействий [19.4]
С целью выявления роли магнитоупругой и магнитокристалли-
ческой анизотропии изучались константы той и другой анизотро-
пии железоникельалюмипиевых сплавов. Константы магнитоупру-
гой анизотропии (магнитострикции) для тетрагонального и триго-
нального направлений оказались равными Аюо=36,4-40~6 и Лц1 =
= 7,8- ЮЛ На поликристаллических образцах магнитострикция на-
сыщения зависит от режима термической обработки (от 2-Ю-6 до
43-10-6). В зависимости от содержания алюминия в этих сплавах
магнитострикция может изменять знак, тогда как коэрцитивная
сила остается почти неизменной. На основе этого эксперименталь-
ного результата делается заключение о независимости высококоэр-
цитивпого состояния железоникельалюмипиевых сплавов от внут-
ренних напряжений кристаллической решетки.
Магнитокристаллическая анизотропия изучалась как па поли-
кристаллических образцах по измерениям намагниченности, близ-
кой к насыщению, так и на монокристаллических образцах по из-
мерениям кривой моментов вращения. Константы магнитной анизо-
тропии также существенно зависят от режима термической обра-
ботки. В закаленном состоянии сплава эта константа равна
5-Ю5 Дж/м3, а в состоянии после термической обработки при 600°С
в течение 48 ч константа увеличивается в два раза. При увеличении
скорости охлаждения от 1 до 4 К/с константы магнитной анизотро-
пии уменьшаются примерло в два раза. Наибольшая коэрцитивная
сила около 5-104 А/м достигается при константе анизотропии, рав-
ной 7-104 Дж/м3.
Наибольшего значения (A—10s Дж/м3) константа анизотропии
материала достигает, если поле при термомагнигной обработке
параллельно тетрагональной оси <100> в плоскости {100}, коэрци-
тивная сила при этом равна 5-Ю3 А/м. Наблюдаемое значение ко-
эрцитивной силы может быть объяснено как магнитокристалличе-
ской анизотропией, так и анизотропией формы выделяющихся
частиц. Крутящий момент при увеличении напряженности поля
стремится к нулю. На основе результата, полученного эксперимен-
тально, можно сделать заключение о малом влиянии магнитокри-
сталлической анизотропии на коэрцитивную силу. После термо-
магнитной обработки в поле, направленном вдоль <100>, анизотро-
пия является одноосной, константа равна 1-105 Дж/м3.
§ 19.2. Способ изготовления
Начало развития производства магнитов ЮНДК было положено
в 1932 г. Этот сплав был магнитом, получаемым путем дисперсион-
ного твердения. Технологическая схема получения представлена на
Рис. 19.1. До этого магниты получали путем закалки стали
243
Fe—Co—W, Сг. Затем характеристики сплава Fe—Ni—Al были
улучшены добавлением к нему Со, Си, Ti. В 1938 г. Оливер и Шед-
ден путем охлаждения магнита ЮНДК (12% Со, 18% Ni, 10% Al,
6% Си, остальное Fe) в магнитном поле добились повышения мак-
симального энергетического произведения (ВН) на 20%. Это ста-
ло началом второго этапа развития магнитов ЮНДК- В 1941 г. об-
работка охлаждением в магнитном поле была применена к магни-
там с химическим составом: 24% Со, 14% Ni, 8% Al, 3% Си, ос-
тальное Fe, в результате чего были достигнуты показатели: Дс=
=520 А/см (650 Э), (ВН)шах=5,2 МГсЭ (42 кДж/м®). В настоящее
время магниты этого типа производят в самом большом объеме.
Рис. 19 1. Последовательность технологических операций в производстве маг-
нитов типа ЮНДК
Исследования структуры магнита ЮНДК показали, что направ-
ление роста кристаллов — это направление [100]. При охлаждении
в магнитном поле по этому направлению можно было достигнуть
улучшения характеристик. Большая часть анизотропных литых
магнитов производится в настоящее время этим способом, их ха-
рактеристики следующие: /7С=5004-580 А/см (630—730 Э), Вг=
= 1,254-1,35 Тл (12,5 13,5 кГс), (ВД)гаах=42,24-50,1 кДж/м3
(5,3—6,3 МГсЭ). При таком способе предельное значение
(Д7/)тях=51,7 кДж/м3 (6,5 МГс/Э). В 1960—1961 г. в Японии были
открыты способы высокотемпературного литья и зонного плавления,
позволяющие получить следующие характеристики: Нс—560—
640 А/см (700—800 Э), Дг= 1,34-1,4 Тл (13—14 кГс), (В7/)111ах=
= 564-68 кДж/м3 (7,0 8,5 МГсЭ). Магниты со столь высокими ха-
рактеристиками имеют и недостатки: высокая стоимость, трудность
согласования состояния максимального энергетического производ-
ного, которое концентрируется почти в одной точке кривой размаг-
ничивания, с магнитной проводимостью магнитной цепи.
В 1956 г. Лутеии и Вос получили в лабораторных условиях мо-
нокристаллические магниты ЮНДК малых размеров с высоким
содержанием титана (34% Со, 15% Ni, 7% Al, 5% Ti, 4% Си) со
следующими характеристиками: Нг— 1052 А/см (1315 Э), Вт=
= 1,18 Тл (11,8 кГс), (В//)тах=99 кДж/м3 (11 мГс-Э). Одпакоэто
244
всего лишь лабораторные результаты, промышленное же внедре-
ние связано со значительными трудностями. При добавлении титана
кристаллы становятся мельче и получение цилиндрической формы
кристаллов затрудняется. Для получения монокристаллов больших
размеров в 1962—1964 гг. были предложены добавки малых коли-
честв S, Se, Се. На рост цилиндрических монокристаллов положи-
тельное влияние оказывает раскисление при помощи углерода. Это
означает, что надо избегать включения оксидов и других примесей,
препятствующих росту кристаллов.
§ 19,-3. Магнитные свойства
Магнитные свойства железоникельалюминийкобалыовых маг-
нито твердых сплавов по ГОСТ 17809 —72 приведены в табл. 19.3.
На рис. 19.2 приведены кривые размагничивания некоторых маг-
нитов по ГОСТ 17809—72. Эти
магниты обладают большой
устойчивостью против старения.
Попеременное нагревание и
охлаждение в пределе от +100
до — 100°С сопровождается
уменьшением остаточного потока
пе более чем на 1%.
Магниты из этих материалов,
работающие при оптимальном
отношении длины к диаметру,
равному от 3 до 8, за полтора
года снижают магнитный поток
на 1,5—2%. Если же остаточный
Рис. 19 2 Кривые размагничивания
некоторых видов магнитов типа
ЮНДК:
I — ЮНД4: 2 - ЮН14ДК»8; 3 — ЮНДК40Т8;
4 ЮНДК40Т8ЛА; знак 0 указывает зна-
чении В и // при (ВН) по ГОСТ 17809—
72
магнитный поток магнита сни-
жен на 10%, то временная ста-
бильность становится весьма
большой. Однако значение коэр-
цитивной силы, подсчитанное на
основе одноосной анизотропии,
оказалось в два раза больше из-
меренного. На основе результатов измерения вращательного ги-
стерезиса делается заключение о неоднородности вращения само-
произвольной намагниченности в этих материалах [3]. Таким об-
разом, полученные экспериментально значения магнитных пара-
метров высококоэрцитивных материалов из железоникельалюми-
ний-кобальтовых сплавов пока не могут быть объяснены.
Вопросы и задачи
19.1. ] 10 коэрцитивной силе, остаточной индукции и максимальной магнитной
энергии оценить в процентах превосходство магнитотвердых материалов типа
ЮНДК над материалами типа сталей.
245
19.2. По кривым размагничивания для ЮНДК магнитотвердых материалов оп-
ределить оптимальную форму магнита, соответствующую максимальной магнит-
ной энергии.
19.3. По кривым размагничивания для трех марок магнитотвердых материалов
типа ЮНДК построить зависимость магнитной энергии магнита от размагничи-
вающего фактора.
19.4. Для магнита типа ЮНДК в виде эллипсоида вращения, уподобленного
магнитному диполю, с помощью ЭВМ смодулировать магнитные силовые' линии
магнитно) о поля магнита. Использовать формулы:
/у _ * 2cos_6 н 1 sin 6
г 4лцо г3 ’ ° 4лр0 гЗ
19.5. Вычислить предельные максимальные энергии магнитных полей по оста-
точной индукции ЮНДК магнитов для трех марок. Чем объясняется недости-
жимость полученных значений максимальной магнитной энергии?
Таблица 19.3. Магнитные свойства магиитотвердых сплавов по ГОСТ 17809—72
Марки сплавов
Максимальная Коэрцитивная
магнитная эпер- сила по ин-
ГНЯ (ЯМ)т„. дукции Н,„.
кДж/ма кА/м
Остаточная
ИНЛ7КЦНЯ
Вг. Тл
Отношение В/Н
в точке X
Х10-’, Тл/(кА/м)
Не менее
ЮНД4 3,6 40 0,50 12,0—16,0
ЮНДК 18 9.7 55 0,90 15,0—20,0
ЮН1 3 ЦК25А 28 44 1,10 27,5—30,0
ЮНДК40Т8 18 145 0,70 3,5—4,5
ЮНДК40Т8АА 32 145 0,90 4,0—5,0
19.6. Какими факторами объясняется структурная нестабильность постоянных
магнитов типа ЮНДК?
19.7. Какими факторами объясняется магнитная нестабильность постоянных маг-
нитов типа ЮНДК?
19.8. Вычислить температурный коэффициент обратимых изменений магнитной
индукции в рабочей точке для трех марок ЮНДК магнитов.
19.8. Вычислить температурный коэффициент обратимых изменений максималь-
ной магнитной энергии для трех марок ЮНДК магнитов.
Дополнительная литература
19.1. Сергеев В В., Булыгина Т. И. Магнитотвердые материалы. М, 1980.
19.2. Постоянные магниты. Справочник/Под ред. Ю. М Пятина. М., 1980,
19.3. Kubo etal U. S Patent, 3976519, 1976. Л
19.4. Ермоленко Д. С., Шур Я- С. ФММ. 1962, 14. 251.
ГЛАВА 20
МАГНИТОТВЕРДЫЕ МАТЕРИАЛЫ С БОЛЬШИМ ЗНАЧЕНИЕМ
КОЭРЦИТИВНОЙ СИЛЫ И ПОВЫШЕННОЙ МАГНИТНОЙ ЭНЕРГИЕЙ.
МАГНИТОТВЕРДЫЕ ФЕРРИТЫ
К магнитотвердым материалам с большим значением коэрцитивной
силы и повышенной магнитной энергией относятся материалы, ко-
эрцитивная сила которых достигает 2-10' А/м и более, а максималь-
ная магнитная энергия — 30 кДж/м3. Из за большой коэрии гивнэй
силы эти материалы применяют при изготовлении ма1 нитов с малым
отношением длины I к площади S поперечного сечения. Оптималь-
ными для этих материалов являются магниты г отношением
II 1^5=0,24-1,5. Изготовление магнитов такой формы необходимо
для многих технических устройств. Одной из важнейших особенно-
стей этих материалов — магнитотвердых ферритов — является боль-
шое значение удельного электросопротивления (10—103 Ом-м).
Наличие полупроводниковых сьойств этих материалов обусловило
их широкое применение в радиоэлектронике.
§ 20.1. Химический состав, кристаллическая структура,
термическая обработка
Магнитотвердые материалы с большой коэрцитивной силой и
повышенной магнитной энергией изготовляют из оксидов железа,
бария, стронция и кобальта. Наибольшее распространение получи-
ли магпитотвердые материалы двух составов: ВаО-бГегОз (барие-
вый феррит) и СоЕегО4 (кобальтовый феррит) [7; 7.1]. Кристалли-
ческие решетки этих фепригов различны. Кобальтовый феррит кри-
сталлизуется в кубическую структуру типа шпинели Бариевый фер-
рит имеет гексагональную, плотпэупакованную кристаллическую
решетку, схематически изображенную на рис. 20.1. Гексагональная
элементарная ячейка такой структуры состоит из десяти слоев ио-
нов кислоро да Каждый слой содержит четыре больших иона.
В четырех последовательных слоях такими ионами являются ионы
кислорода. Каждый пятый слой содержит той иона кислорода и
один ион бария. Элементарная 1ексагональная ячейка бариевого
феррита может быть построена из шпиндельных блоков, содержа-
щих дви слоя ионов кислорода (блоки S и S*), связанных с блоком
Я, который содержит ион бария. Блоки R* и 5* получаются в ре-
зультате поворота блоков R и S на 180° вокруг оси с. Слой, содер
жащий ион бария в совокупности с примыкающими ( верху и снизу
соседними слоями, образованными из ионов кислорода, образуют
гексагональную упаковку. Четыре последовательны х слоя из ионов
кислорода, разделенных слоями, содержащими ионы бария, обра-
зуют кубическую упаковку. Ионы бария находятся р базисной пло-
скости, которая является зеркальной плоскостью симметрии блэ-
247
ка R. При последовательном рассмотрении блоков структуры иден-
тичность достигается лишь в верхнем слое следующего блока R.
Таким образом, элементарная ячейка кристаллической структуры
бариевого феррита (RSR*S*) содержит не пять, а десять кислород-
ных слоев и соответству’ет химической формуле 2 (BaO-Fe^Ois)-
Рис. 20.1. Кристаллическая структура феррита бария с осью г, направленной
вертикально.
Направления спиновых магнитных моментов указаны стрелками; вертикальные линии —
оси третьего порядка; крестики — центры симметрии; гп—зеркальные плоскости
Трехвалентные ионы железа занимают узлы трех различных ти-
пов. В этой структуре наряду с тетраэдрическими А и октаэдриче-
скими В узлами имеется еще один тип узлов (пустот), отсутствую-
щих в шпинельных структурах. Окружение этого узла С состоит
из пяти ионов кислорода. Такие узлы содержатся в слоях с ионами
бария (рис. 20 I).
В высококоэрцитивном состоянии на поверхности бариевого
феррита паблю тается доменная структура. При толщинах кристал-
лов, больших 10 мкм, доминирующую роль в намагничивании ш ра-
ет процесс смешения междоменных границ.
248
Методом порошковых фигур была исследована динамика домен-
ной структуры при намагничивании бариевого феррита. В плоско-
сти, параллельной оси легкого намагничивания, наблюдаются
180°-междоменные 1рапицы, которые пересекают границы между
кристаллитами. Следовательно, кристаллиты в бариевом феррите,
как и в других магнитных материалах, магнитно ие изолированы.
Высококоэрцитивное состояние этих материалов обусловлено взаи-
модействием доменных границ с дефектами кристаллической ре-
шетки.
Индукция насыщения и константы магнитокристаллической
анизотропии магнитотвердых ферритов приведены в табл. 20 1
Таблица 20.1. Основные магнитные константы магннтотверды? (| е] ритов
Феррит Т. °C Bs, Тл К, Дж'ма
CoFcO* 20 0,53
90 — 0.9-1 С2
200 — 6,6-105
CoFc2 2O4 20 — 2,9-107
BaFe)2O14 20 0,44 3,3-107
§ 20.2. Способ изготовления ферритовых магнитов
При изготовлении ферритовых магнитов используют спер; ции
керамической технологии и технологии порошковой металлургии.
I [сходными шихтовыми материалами являются оксид железа и угле -
кислые соли бария и стронция. Легирующие комтиненты применя-
ются в виде оксидов. Схема технологического процесса изготозле-
ния постоянных магнит ов из ферри га бария и феррита стронция
приведена на рис. 20.2. Шихтовые кс мпоненты и часть легирующих
добавок смешивают в необхо димой пропорции и в идвертают (j ер-
рити.зации, т. е. отжигу обычно во впашаюшихся или туннельных
печах в воздушной атмосфере при температуре 1000—1250°С |зза-
висимости от марки) После' ферриттвации шихты производят ее
грубый и тонкий помол в шаровых или вибрационных мельницах.
Оставшиеся легирующие добавки вводят при тонком помоле, ко-
торый завершают при достижении размера частиц до 0.3—0.7 мкм
Окончательный размер частиц, необходимый для каждой марки
магнитов, устанавливают экспериментально. Размер частиц суще-
ственно в зияет на магнитные свойства и кинетику последующего
спекания. Недостаточный помол пе позволяет получить необходи-
мую коэрцитивную силу, перемол усложняет формование и кине-
тику спекания.
Формование брикетов изотропных мерок ферритовых магнитов
аналогично формованию магнитомягкпх ферритов. Разработаны
Два способа формования: влажное и суЯое. При влажном прессо-
249
вании порошок смешивают с водой или -водным раствором поли-
винилового спирта (применяют также и другие связки), подсуши-
вают, гранулируют протиркой через механические сита и затем
прессуют на механических или гидравлических автоматических
прессах с объемной дозировкой водной суспензии порошка в пресс-
форму. При получении анизотропных ферритовых магнитов водную
суспензию порошка в воде формуют, как правило, без связки, при-
чем водную суспензию порошка предварительно отстаивают до сме-
танообразной консистенции (28—35% влажности по массе). Такую
прессмассу через объемный дозатор впрыскивают в полость пресс-
формы. Прессование производят при добавках 25—30 МГк. Для
Рис. 20.2. Последовательность технологических операций в производстве маг-
нитов из ферритов
ориентации осей легкого намагничивания частиц в одном направ-
лении, т. е. для получения температуры, прикладывают магнитное
поле напряженностью 240—400 кА/м, при этом воду из брикета
выдавливают через пористые наконечники пуансонов и удаляют из
зоны прессования вакуумным отсосом.
В конце процесса прессования производят размагничивание
спрессованного брикета магнитным полем обратной полярности.
В случае сухого прессования используют метод экструзии длинно-
мерных заготовок из глиноподобной массы порошка со специальны-
ми смазками. Для получения текстуры в этом случае действуют
сравнительно слабым переменным и сильным постоянным магнит-
ным полем. Однако при этой технологии степень магнитной тексту-
ры получается ниже, чем при влажном прессовании, и, как след-
ствие, магнитные свойства получаются заниженными, поэтому сухое
прессование не получило широкого распространения.
250
Чтобы предотвратить растрескивание сформованных брикетов
при спекании, их подвергают сушке, например, в течение 24—72 ч
при комнатной температуре. Спекание производят в туннельных
печах в воздушной атмосфере при температуре (1100— 1300±10)°С
в зависимости от марки феррита и размера магнита. Скорости на-
1ревания и охлаждения составляют 50—200 К/ч и для каждой мар-
ки феррита и размера магнита их подбирают экспериментально.
Выдержка при температуре спекания обычно составляет 2—4 ч.
Рис. 20.3. Кривые размагничива-
нии феррита бария анизотропного
различных марок:
1 — 24BA2I0; 2 — 21 ЬА!70; Я — 28БЛ180.
Сплошные кривые показывают зави-
симость Т(Я) штриховые — зависи-
мость В(Н)
Рис. 20 4. Кривые размагничива-
ния феррита бария изотропного
6БИ240
Усадка брикета при спекании составляет 15—20%. После спекания
полюсную поверхность магнитов шлифуют алмазным инструментом
с охлаждением водным раствором кальцинированной соды. Заклю-
чительными операциями являются ультразвуковая мойка, сушка и
контроль магнитных свойств.
В подавляющем большинстве случаев ферритовые магниты прес-
суют и спекают в окончательной форме для использования в изде-
лиях. Однако в некоторых случаях необходима их резка, которую
производят алмазными резцами (кругами) с охлаждением водным
раствором кальцинированной соды.
§ 20.3. Магнитные свойства
Магнитные свойства кобальтового феррита резко зависят от тер-
момагнитной обработки. До обработки магнитные свойства следую-
щие; /У( = 9-104 А/м, Ва=0,16 Тл, (/?//)тах=5 кДж/м3. В процессе
тепмомагнитпой обработки создается одноосная магнитная анизо-
тропия с константой К, равной в зависимости от состава 0.05—
2 Дж/м3. Магнитные свойства кобальтового феррита при измерении
251
в направлении, совпадающем с направлением поля, действующего
при ТМО, таковы: ^с=6-104 А/м, £=0,4 Тл, (ВН)тях= 30 кДж/м3.
Магнитные свойства бариевого феррита зависят от состава при-
месей, температуры спекания, магнитной и кристаллографической
текстуры, создаваемой в процессе прессования магнитов.
Рис. 20.5. Кривые размагничивания феррита бария (а) и стронция (б)
В табл. 20.2 приведены основные магнитные свойства магнито-
твердых (бариевых) ферритов.
Па рис. 20.3 и 20.4 приведены кривые размагничивания магни-
тотвердых бариевых ферритов.
Таблица 20.2. Магнитные свойства некоторых магиитотвердых (бариевых) фер-
ритов
Марка феррита
Остаточная
индукция,
Тл (Гс)
Коэрцитивная сила. кА/м (Э)
по инцукции Я
по намагничен-
ности rnuJ
«Дж/м’
(МГс-Э)
Нс менее
6БИ24О 0,19 (1900) 125 (1570) 240 (3020) 6 (0,75)
16БЛ190 0,30 (3000) 185 (2320) 190 (2400) 16 (2,01)
22БЛ220 0,36 (3600) 215 (2700) 220 (2760) 22 (2,76)
24БЛ210 0,37 (3700) 205 (2580) 210 (2640) 24 (3,02)
25БА170 0,38 (3800) 165 (2070) 170 (2150) 25 (3,14)
28БЛ190 0,39 (3900) 185 (2320) 190 (2400) 28 (3,52)
Примечание. В обозначении марок число в начале указывает значение произве-
дения (^//)тах. в конце значение коэрцитивной снят по намагниченности
Основным недостатком магнитотвердых ферритов является боль-
шая температурная нестабильность, обусловленная низкой темпе-
ратурой Кюри (7’к=450сС).
252
В настоящее время ведутся исследования по выяснению возмож-
ности повышения качества магнитотвердых ферритов в трех основ-
ных направлениях; а) получение мелкодисперсных ферритов с од-
нодоменной структурой, при которой коэрцитивная сила может до-
стигнуть 400 А/м; б) изыскание химических составов высококоэрци-
тивных ферритов с более высокими свойствами (например, строн-
циевого феррита) (рис. 20.5); в) выяснение возможностей повыше-
ния температурной стабилизации высококоэрцитивных ферритов.
Вопросы и задачи
20.1. Перечислить основные отличительные свойства магнитотвердых ферритов.
20.2. Вычислить теоретический предел максимальной магнитной энергии для трех
марок феррита по формуле (В/7)м= Bs '(8рор.).
20.3. По кривым размагничивания для мапштотвердых ферритов определить
оптимальную форму магнитов.
20.4 Для магнита в форме эллипсоида вращения смодулировать топографию
магнитного поля
20.5. По заданной максимальной магнитной энергии вычислить напряженность
магнитного поля в рабочем пространстве. Поток магнитного рассеяния принять
равным 40%.
20.6. Чем обусловлено малое значение остаточной индукции ферритов барии и
стронция в сравнении с друч ими магнитотьердыми материалами?
20 7. По кривым размагничивания найти Bd и На, соответствующие максималь-
ной магнитной энергии для трех марок магнитотвердых ферритов.
20.8. По кривым размагничивания для трех марок магнитотвердых ферритов
построить график зависимости магнитной энергии магнита от размагничиваю-
щего фактора.
Дополнительная литература
20.1. Постоянные магниты. Справочник/Под род. Ю. М. Пятина. У , 1980.
20.2 Тикадзуми С. Физика ферромагнетизма. М., 1983.
20.3. Хек К. Магнитные материалы и их техническое применение. М., 1973.
ГЛАВА 21
МАГНИ! ОТВЕРДЫЕ МАТЕРИАЛЫ С БОЛЬШИМИ ЗНАЧЕНИЯМИ
КОЭРЦИТИВНОЙ СИЛЫ И МАГНИТНОЙ ЭНЕРГИИ
Одним из основных направлений современной автоматики и элек-
троники является так называемая миниатюризация, главная задача
которой состоит в разработке оптимальных устройств при мини-
мальном объеме и весе. Для получения сильных магнитов малого
размера необходимы магнитотвердые материалы с наибольшими
коэрцитивной силой и удельной магнитной энергией. Такими мате-
риалами являются платиново-кобальтовые сплавы и интерметалли-
ческие соединения кобальта, железа, циркония с редкоземельными
металлами (РЗМ): церием Се, самарием Sm, празеодимом Рг, лан-
таном La, а также иттрием ¥ типа РЗМХ Co,,,Mz, где РЗМ —один
или совокупность редкоземельных металлов; М —другие металлы;
х, у, z — весовые доли компонентов в атомных единицах.
253
Таблица 21.1. Основные свойства интерметаллических соединений РЗМСо6 [21.1]
§ 21.1. Химический состав,
кристаллическая структура
Магнитогвсрдые материалы с
наибольшей коэрцитивной силой
и удельной ма1нитпой энергией
разработаны на основе интерме-
таллических соединений и спла-
вов различных химических со-
ставов. Общим для них является
наличие атомов металлов с
большей разностью порядковых
номеров: 78 (Pt) и 27 (Со),
62 (Sm) и 27 (Со)—большое
различие в электронных структу-
рах атомов, а также большая
разность атомных радиусов ком-
понентов. Так, в платиново-кобаль-
товых сплавах разность атомных
радиусов компонентов составля-
ет 0,138—0,125—-0,013 нм, или
13%, а в соединениях редкозе-
мельных металлов с кобальтом
0,18—0,125=0,055 нм, или 30%.
Платипово-кобальтовые сплавы
с оптимальными магнитными
свойствами имеют химический
состав, близкий к стехиометриче-
скому PtCo, или в весовых про-
центах—77 % Pt и 23% Со. Хи-
мические составы интерметалли-
ческих соединений редкоземель-
ных металлов с кобальтом и
другими металлами разнообраз-
ны [21.1, 21.2].
При сплавлении редкоземель-
ных металлов с кобальтом обра-
зуются интерметаллические со-
единения. Наиболее характерны-
ми являются РЗМ2СОг, РЗМСо5
и P3M2Coi7, которые обладают
наибольшими значениями кон-
стант магнитной кристалличе-
ской анизотропии (наибольшими
полями анизотропии) и больши-
ми значениями самопроизвольной
намагниченности, которые приве-
254
дены в табл. 21.1 и 21.2. Большинство из перечисленных в этих
таблицах соединений обладает очень большой, порядка 10 3,
магнитострикцией. Благоприятное сочетание больших значений
магнитострикции, магнитной кристаллической анизотропии и са-
мопроизвольной намагниченности обусловило успешную разработ-
ку на основе этих соединений магнитотвердых материалов с наи-
большей коэрцитивной силой и удельной магнитной энергией.
Таблица 21.2. Основные свойства интерметаллических
соединений РЗЛЬСоп
Соединения В,, Тл тк, ”С Температура ликвидуса, ”С Температура перитектический реакции, °C
Y2C0.7 1,20 900 1380 1330
СегСоп 1,15 810 1300 1200
SnijCOi? 1,20 920 1320 1280
PrjCOn 1,38 898 1380 1220
Таблица 21.3. Самопроизвольная
намагниченность соединений
P3M2(Co,_xFc) ,7 [21.2J
РЗМ X /в. А-м’/кг
Sm 0—0,5 109—143
Се 0—0.4 105—130
Рг 0—0.5 128—159
Y 0—0,5 125—150
ММ 0—0,5 118—145
материалов на основные
С целью изучения природы самопроизвольной намагниченности
и возможности разработки новых магнитотвердых материалов было
исследовано влияние присадок других
магнитные свойства соединений
РЗМ Со5_хМх и P3M2Coi 7_ХМХ
(M=Cu, Al, Si) [21.1]. При увели-
чении х наблюдается монотонное
уменьшение самопроизвольной на-
магниченности. Эта зависимость
при возрастании валентности за-
мещающего металла усиливается.
Самопроизвольная намагниченность
этих соединений по двухподреше-
точной модели [21.1] рассматрива-
ется как сумма для тяжелых
РЗМ (Cd—Yb) и как разность для
легких РЗМ (La, Ge, Sm): JJiP3MCr= 5Jsc0 ± Арз.м>гДе Aco и Лрзм
— самопроизвольные намагниченности подрешеток кобальта и
редкоземельного металла.
При исследовании РЗМ Со соединений с медью вблизи состава
р гпСозСщ было обнаружено резкое возрастание коэрцитивной силы
До 4 МА/м. Увеличение самопроизвольной намагниченности обна-
ружено при замещении части атомов кобальта на атомы железа в
соединениях типа РЗМ2 (Сог хГех)17 (табл. 21.3).
Дальнейшее увеличение удельной магнитной энергии было по-
рчено в многокомпонентных соединениях типа РЗМ (Coi_xMx).i,
Ьт (Со, Мп, Сг, Fe)8.5, РЗМ (СоМ)р для у, изменяющегося от 5 до
255
К>
СП
Таблица 21.4. Основные физические свойства металлов
Металл Энергия иониза- ции, яВ Ва- лент- ность Электронная конфигура- ция Порядко- вый по- мер Атомный вес Атомный радиус, нм Ионный радиус, нм Решетка, н.м Плотность т сг 10э кг.'м’ "Л' С Гс, ’С
Ti + 6,83 13,57 4 2,3 3c/24s2 22 47,9 0,146 0,078 а-»-р (882, 5’С) а-ГПУ 4,51 1668 4,32
а=0,295
с= 0,468
Р-ОЦК
а =-=0,330
(900°С)
— Мишин Д Д.
КО
Сг 6, 76, 16, 49 31 2,3 6 ЗйМх1 24 51,996 0,127 0,083 у-ОЦК а = 2,88 7,19 1203 150
Мп 7,43 15,6 От 2 до 7 3d54s! 25 54,94 0,13 0,091 0,070 а-ОЦК, а = 0,891 (700°С) Р-ОЦК, а = 0,630 (700-1079’С) у гцк, <2 = 0,386=0,393 (1079—1143’С) 6-ОЦК, а = 0,308 7,44 7,29 7,21 1244
Fe 7,87 16,11 43 2,3 3d64s2 26 56 0,126 0,08 a-OLIK, а = 2866 y-ГЦК, а = 0,364 (910—1400°С) «5-ОЦК, а = 0,294 (1400°С) 7,87 8,1 7,3 1539 769
Продолжение табл. 2/4
Металл Энергия иониза- ции. эВ Ва- лент- ность Электронная конфигура- ция Порядко- вый но- мер Атомный вес Атомный радиус, нм Ионный радиус, нм Решетка, нм Плотность, 10а кг/м3 ’С Тс. ’С
Со 7,86 16,05 2,3 3</74s2 27 58,9 0,125 2+0,078 а-ГПУ, а = 0,251 л=0,406 р-гцк, а = 0,354 8,8-1 8,79 1493 1121
Ni 7,6 2,3 3cZe4s2 28 58,71 0,124 0,079 ГНК. а = 0,352 8.9 1453 358
Си 7.72 20,3 36,83 1, 2, 3 3dl04s* 20 63,54 0,128 0,098 ГПК, <1 = 0.361 8.96 1083
Y 6.38 12,23 20,5 3 3d'5s2 39 88,9 0,181 0,097 ГПУ, <2 = 0.3647, с = 0,573 4,47 1525
Zr 6,83 12,42 24.8 4 4<+5s2 40 91,22 0,16 4+0.082 а-ГПУ, а = 0.323, с = 0,515 (862°С) Р-ОПК, <2=0.361 6.45 6,36 1852
Nb 6,88 13+8 24,7 5 4rf‘5s' 41 92,9 0,145 0,066 <2 = 0,329 8,57 2500
Се; Се*; 6, 91, 12, 3 3,4 4d26s2 58 140,12 а=1,71 8,23
3d96s! 78 195,1 0,138 2^-0,052 ГЦК, a=-3,923 21,4 1769
258
8. Наибольшая магнитная энергия (ВП—300 кДж/м3 л; 40 • 10е ГсХ
ХЭ) была достигнута в соединениях
Smo.9Zro,i (Co0.nFe0.2Cu0,!)7 [21.3; 21.6].
кристаллическая структура обус-
ловлена строением внешних электрон-
ных оболочек атомов В табл. 21.4
приведены электронные конфигурации
и другие физические свойства метал-
лов, входящих в состав магнитотвер-
дых материалов с наибольшими коэр-
цитивной силой и удельной магнитной
энергией. Специфичность электрон-
ных структур и атомных радиусов а то-
мов редкоземельных металлов обус-
ловливает структуру кристалличе-
ских решеток этих материалов. На
рис. 21.1 приведены наиболее харак-
терные структуры. Кристаллическая
структура может быть представлена
последовательностью слоев А В, С.
по сост аву близких к
Рис. 21.1. Атомные слон А,
В, С е структурах редкозе-
мельны*; мета-глоЕ
Так, кристаллическую структуру лан-
тана, церия и празеодима можно представить изследователь-
ностыо слоев АСАВА (двойная гексагональная плотная упаков
ка), а структуру самария последовательностью , слоев
Таблица 21.5. Параметры кристаллических решеток РЗМ [21.10]
Металл
Тип
струк
туры
Пространст-
венная
группа
Пара Пара-
метр, мегр,
нм им
Отно-
шение
Cfa
Метал-
лический
(МШИ ус,
нм
Плот-
ность,
г/см3
Атомный
объем,
см3Х
Хмоль-’
Лаитан Ди 1 1У Р6е,/ттс 0,3769 1,2159 1,612 1,877 6,182 22,5
Церий Дв ГПУ Pf>e,/rninc 0,3673 1,1802 1,607 1,82 6,678 20,70
Празе- одим Дв ГПУ Рбь/ттг 0,3671 1,1837 1,6'1 1,83 6,669 20,78
Самарий Ром- боэд R3m 0,3628 2.6231 1,802 1,802 7,536 19,0
Г а,толи- ний ГПУ ГПУ Рбз/mmc 0 3634 0.5781 1,782 1,773 7,886 19,88
Диспро- зий Pfa/mmc 0.3606 0,5697 — — 8.559 19.ГЗ
/1САГВ1 RARA | ромбоэдрическая пространственная группа
Ptymmc). В табл 21.5 приведены основные структурные пара
метры решеток РЗМ при комнатной температуре 121.7; 21.81
На рис. 21.2 приведена фазовая диаграмма системы Sm— С
Все фазы РЗМСо образуются по перитектическим реакциям пс
9*
259
средством взаимодействия жидкости с конгруэнтной фазой РЗМСо.
Однако из-за близости химического состава жидкости, находящей-
ся в равновесии с твердой фазой РЗМ2СО17 при перетектической
температуре, к РЗМС05 при плав-
лении образуются почти однофаз-
ные сплавы. 11ри медленных охлаж-
дениях гомогенность ухудшается.
Высокотемпературной обработкой
создастся оптимальная гомоген-
ность или микродисперсность струк-
туры РЗМСо.
В случае многокомпонентных
сплавов возникают две (и более)
структурные фазы при комнатной
температуре. Многофазная струк-
тура необходима для получения
состояния
магнитотвер-
Co
am. %
Sm
Рис, 21.2. Диаграмма состояния
системы Sin — Со
о
РЗМ
CO, Mi, Си
необходима
высококоэрцитивного
многокомпонентных
дых материалов.
Электронно - микроскопически-
ми исследованиями установлено,
что в сплавах РЗМ (C03.5Feo.5Cu),
подвергнутых старению при темпе-
ратуре 500аС в течение 6 ч, когда
//с=9-105 А/м, когерентные выде-
ления второй фазы (РЗЛ\Со17)
мелкоднснерсны (размер частиц ~15 нм). Кристаллическая ре-
шетка соединений РЗМСо5 аналогична структуре СщСа, приве-
денной на рис. 21.3.
Кристаллические структуры РЗМ2Со7
получаются из гексагональной решетки ти-
па CtisCa посредством простых перестано-
вок атомов, сопровождающихся сдвигом
атомных слоев. В элементарной ячейке
РЗМС05 можно выделить два рода слоев.
В нижнем слое содержатся атомы кобаль-
та (меди, железа) и атомы РЗМ. В еле
дующем слое находятся только атомы ко-
бальта Структура РЗМ2С017 получается
из решетки РЗМСо5 замещением ’/з всех
атомов РЗМ парами атомов кобальта.
Если в базисной плоскости атомы РЗМ в
узлах А (рис. 21.3) заменить двумя атома-
ми кобальта, а в следующих атомных сло-
ях, содержащих атомы РЗМ, такую замену сделать в узлах В и
С, то образуется ромбоэдрическая структура. При замене РЗМ на
Со вместо узла С в узле А возникает гексагональная структура.
Pnc.
екая
21 3. Кристалличс-
структура соедине-
ний РЗМСо
260
Заменой атомов кобальта на атомы РЗМ, сопровождающейся
смещением атомных слоев и перегруппировкой атомов, могут быть
получены структуры соединений РЗМ2Со7, РЗМСоз и РЗМСо2
[21 П] Поскольку температуры образования перечисленных струк-
тур близки между собой, возникают две мелкодисперсные структу-
ры, что имеет большое значение для получения магнитотвердых ма-
териалов с наибольшими коэрцитивной силой и удельной магнит-
ной энергией.
Кристаллические структуры многокомпонентных нестехиометри-
ческих соединений РЗМ (Со, C5+.-J, РЗМ (Со, CuFe)5+.T при малых
х< 1 являются однофазными. Начиная с х^15 появляется вторая
фаза, которая обладает высокой коэрцитивной силой, в результате
чего наблюдаются перегибы на кривых намагничивания и искаже-
ние петель магнитного гистерезиса. При увеличении х до 2—2,5
имеет место скачкообразное изменение нетель магнитного гистере-
зиса [21 1].
Большое разнообразие кристаллических структур соединений
редкоземельных металлов с металлами группы железа обусловлено
различием электронных структур и атомных радиусов компонентов.
Большая разница в атомных радиусах атомов РЗМ и М обуслов-
ливает слабую растворимость компонентов и большую хрупкость
этих соединений.
§ 21.2. Доменная структура
Доменная структура интерметаллических соединений РЗММ5 и
РЗМ2М17 па призматических плоскостях представляет собой сис-
тему доменов в виде полос с антипараллельной самопроизвольной
намагниченностью, а на базисной плоскости — так называемую
структуру звездочек При изменении толщины кристалла доменная
структура звездочек преобразуется в структуру в виде криволиней-
ных полос (рис. 21.4) [21.12]. Доменная структура на базисной
плоскости монокристалла SmCo3Cu приведена па рис. 21.4.
Доменная структура зависит от способа размагничивания. Пос-
ле термически размагниченного состояния доменная структура мел-
кодисперсна (рис. 21.5). Границы доменов криволинейны. Под дей-
ствием перемагничивающего поля различной напряженности и дли-
тельности на базисной поверхности возникают зародыши обратной
магнитной фазы, т е. развивается и образуется разветвленная до-
менная структура папоротникообразного вида Дисперсность этой
доменной структуры зависит от напряженности перемагничиваю-
щего поля.
После размагничивания магнитным полем, направленным анти-
параллельно намагничивающему полю, па призматической по-
верхности возникают домены в виде капель (рис. 216, а, б, в).
В этом случае криволинейные доменные границы имеют участки,
ориентированные перпендикулярно оси лет кого намагничивания.
При размагничивании знакопеременным полем с убывающей ам-
261
плитудой на базисной плоскости образуется доменная структура в
виде звездочек, а на призматической поверхности — в виде полос
(рис. 21.6,5). При увеличении содержания меди дисперсность до-
менной структуры после действия в течение 70 с поля напряженно-
стью 0,48 МА/м, антипар аллельного намагничивающему полю, уве-
личивается (рис. 21.6, с).
Рис 21.4. Доменная структура монокристалла соединения Sm(Coo,eMno,i2sFe0.075)8,s
толщиной; а — 1000 мкм и б 15 мкмХ1500)
Доменные границы магнитотвердых материалов с наибольшей
коэрцитивной силой находятся в глубоких потенциальных ямах.
Это обусловило возможность наблюдения наряду с поверхностной
доменной структурой структуру доменов в объеме магнитного ма-
териала. На рис. 21.7 приведена доменная структура, наблюдаемая
методом Керра на базисной плоскости монокристалла SmCo2,sNi2,5
при последовательном сошлифовывании поверхности образца.’Пос-
ле сошлифовывания поверхности напоротникообразпая доменная
структура постепенно переходит в кругообразную. Закрепленноегь
доменных границ дефектами кристаллической решетки настолько
велика, что собственного размагничивающего поля Js на сошлифо-
ванпой поверхности недостаточно, чтобы вызвать перестройку до-
менной структуры, которая возникла при размагничивании образ-
ца большим внешним полем
На рис. 21,8 показано изменение доменной структуры па базис-
ной плоскости термически размагниченного монокристалла
Sm (Co085Cuo.is) 7,2 при намагничивании и перемагничивании. В тер-
мически размагниченном состоянии доменная структура второй фа-
зы менее дисперсна, чем доменная структура матрицы. Под дейст-
вием перемагничивающего поля как в матрице, так и в выделениях
происходит увеличение доменов с благоприятной но отношению к
внешнему полю ориентацией самопроизвольной намагниченности
за счет доменов второй фазы. В матрице этот процесс более интен-
262
Рис. 21 5. Доменная структура монокристалла SmCo3Cii2 на базисной плоскости
после различных условий размагничивания:
О—нагреванием; б—в поле 240 кА/м в течение 100 с; в — 240 кА/м, 10s с, г — 240 кА/м
10’с; д 2,4 кА/ы. 105с; е - 430 кЛ/м, 40 с (Х150)
Рис. 21.6. Доменная структура на призматической плоскости «монокристаллов
SmCOjCu2 после действия поля:
560 кА/м, 1 с; 6 — 400 кА/м. 10’с; я —240 кА/м 10* с; г — после размагничивания
временным полем, после действия поля 480 кА/м, 70 с; д — SmCo.: е — SmCo2 6Cu2 s
(Х200)
263
сивен. В намагничивающем поле 2,3 МА/м матрица полностью на-
магничена, а в выделениях наблюдается еще значительный суммар-
пын Объем обратной фазы. Вид доменной структуры после размаг-
ничивания внешним полем 0,27 МА/м и поме термического' раз-
Доменная структура
при последовательном
на базиснои плоскости монокристалла
' ' у ' ПОВСРХНОГТИЫХ слоев шлифованием
Рис. 217
SmCo2i5Ni2,s
магничпвания различен. Дисперсность доменной структуры выделе-
ни тстается прежней, а домены матрицы становятся значительно
крупнее. Такое изменение доменной структуры указывает на раз-
личие коэрцитивной силы матрицы и выделений.' При увеличении
264
размагничивающего поля доменная структура возникает сначала в
матрице, а затем в выделениях. Посте размагничивания знакопе-
ременным полем доменная структура в обеих фазах (матрице и вы-
делениях) имеет вид, обычный для магнитоодноосных материалов
в размагниченном состоянии [21.13; 21.14].
Рис. 21.8. Доменная структура на базисной плоскости гетерофазного Иисталла
Sm(Cor.fir,< uc. 5) ’ - после размагничивания.
нагреванием (а); действием поля +0.12 А/м (б) +0.2 МА/м (е). +0,24 МА/м («?).
I 2,3 МА/м (d), —1,8 МА/м (д)—0.16 МА/м (яс), —0.27 МА/м (з)
Таким "браз м по характер} изменения доменной структуры
пРи перемагничивании можно естановить зависимость коэрцитив-
иой силы от структуры кристаллических фаз и дефектности кри-
сталлической решетки одно й мноюфазных соединений типа РЗММ.
265
Свойства магнитных материалов обусловлены процессами на-
магничивания и размагничивания, которые сводятся к взаимодейст-
вию доменной структуры (главным образом доменных границ —
дефектов магнитного упорядочения) с дефектами кристаллической
решетки, причем формирование доменной структуры, доменных
границ в значительной степени связано с дефектностью кристалли-
ческой решетки. Таким образом, без рассмотрения дефектности
кристаллической решетки нельзя объяснить гистерезисные свойст-
ва магнитотвердых материалов.
Наряду с различными совершенными методиками для прямого
экспериментального наблюдения и изучения дефектов кристалли-
ческой решетки большое значение имеют косвенные методики: раз-
личные способы избирательного травления для излучения дислока-
ционных структур, обнаружение и наблюдение включений и неод-
нофазности по доменной структуре, определение примесности не-
стехиометричпости по весовому составу компонентов перед сплав-
лением и весу образовавшегося слитка и др.
Дефекты кристаллической решетки возникают в магнитных ма-
териалах при воздействии па них механических напряжений (дроб-
лений, прокатки, ковки, прессовании и др), при нагревании и ох-
лаждении с различными скоростями, при облучении частицами вы-
сокой энергии. Перечисленные воздействия применяют при изго-
товлении магнитов заданной формы. Параметры технологических
операций при производстве конкретных магнитов устанавливают
таким образом, чтобы магнитные свойства, зависящие от возникаю-
щих при этих операциях дефектов, существенно не ухудшали, а да-
же улучшали свойства магнитов. Разработаны два технологических
метода получения постоянных магнитов с наибольшей коэрцитив-
ной силой и уделыюн магнитной энергией: метод порошковой ме-
таллургии и метод литья.
§ 21.3. Способ получения
Метод порошковой металлургии состоит из следующих основных
операций: приготовление сплава соединения заданного химиче-
ского состава и кристаллической структуры, дробление и размол
слитков в порошок, прессование порошка в брикет в магнитном
поле, спекание и термическая обработка.
Приготовление сплава соединения типа РЗМСо заданного хи-
мического состава и структуры осложняется из-за большой хими-
ческой активности РЗА1 Оксиды РЗМ обладают большой отрица-
тельной теплотой образования, поэтому они взаимодействуют с
обычными оксидами огнеупорных материалов. Однако при быст-
рых и небольших плавках допускаются тигли из ALO3. РЗМ обла-
дают также большой летучестью, поэтому^ выплавку^ сплавов
РЗМСо производят в инертной атмосфере (аргоне или гелии) в ии-
266
О 2 6 b S 10 1216 16
Время измельчения, мин
Рис 21.Я Влияние премени из-
мельчения на коэрцитивную си-
лу частиц сплавои РЗМСоз
дукционных тигельных, а также дуговых печах. Возможна замена
инертной атмосферы защитным флюсом.
При получении заданной кристаллической структуры, главным
образом однофазной структуры, необходимо учитывать, что
РЗМСо-соединения образуются по перитектическим реакциям, т. е.
посредством взаимодействия жидкого расплава с конгруэнтной фа-
зой P3M2Cot7. При медленном охлаждении такого расплава обра-
зуются две фазы: РЗМС05 и P3M2Coiz. Для получения однофазного
слитка необходимо создание условий
разливки и кристаллизации расплава
с определенной скоростью. Если ско-
рость прохождения вблизи темпера
тур ликвидус и солидус недостаточна,
то вследствие узости интервалов гомо-
генности в сплавах кроме основной
возникают побочные структурные фа-
зы. Так, в сплавах с химическим со-
ставом SmCos такой фазой является
фаза с химическим составом Sm2Col7.
Гомогенизирующий отжиг в вакууме
недопустим из-за большой летучести
самария, поэтому применяют инерт-
ную атмосферу аргона и контейнеры
из химически не активного к редкозе-
мельным магнитам тантала.
Процесс получения порошков с размером частиц около 10 мкм
нс является сложным благодаря большой хрупкости соединений
РЗМСо. При размоле в шаровых, вибрационных мельницах разру-
шение кристаллов, являющееся дислокационным процессом, сопро-
вождается введением большого количества дислокаций, что под-
тверждается уширением дифракционных линий, полученных па
рентгенограммах. Большая плотность дислокаций способствует уве-
личению коэрцитивной силы в 3—5 раз (рис. 21.9). При очень дли-
тельном дроблении порошка обнаруживаются уменьшение коэрци-
тивной силы и ухудшение магнитной текстурируемости порошка.
Прессование порошка в магнитном поле необходимо для полу-
чения большой плотности и максимальной, т. е. близкой к 100%.
магнитной текстуры. Такая текстура может быть получена только
в том случае, если частицы являются монокристаллическими. Оста-
точная индукция Вг и максимальная удельная магнитная энергия
магнита равны или близки к соответствующим значениям для мо-
нокристаллов данного сплава (соединения). Максимальная оста-
точная индукция сплава равна его идукции насыщения:
лгл.
(21.3)
Удельная остаточная индукция магнита зависит от его плотно-
сти;
267
ВГ=ВГ-^, (21.4)
Рспл
где рм и рСпл — плотности магнита и сплава. Предельная макси-
мальная удельная энергия сплава определяется следующей фор-
мулой:
(Я/в/2=В> (21.5)
Максимальная удельная энергия магнита зависит от его плот-
ности:
(б")Хд
2 ' В ‘
(21.6)
В этом расчете максимальной энергии предполагается, что имеет
место полная магнитная текстура, т. е. оси легкого намагничивания
всех частиц и вектор напряженности размагничивающего поля
строго параллельны. Если же магнитная текстура неполная (мень-
ше 100%), то остаточная индукция и соответственно максимальная
удельная энергия магнита имеют значение, менынее получаемого
в формуле (21.5). Необходимость сочетания наибольшей плотности
и текстуры — специфика прессования брикетов для получения маг-
нитов из соединений РЗММ. Получение наибольшей плотности и
текстуры требует уменьшения сухого трения между частицами и
между частицами и стенками пресс-формы. Для уменьшения тре-
ния порошка со стенками в пресс-формах применяется эластичная
внутренняя оболочка. Такое прессование называют изостатическим.
Уменьшение трения между частицами достигают заменой сухого
трения жидким посредством смачивания порошка водой или другой
жидкостью. Направление вектора напряженности текстирующего
поля и сжимающей силы при прессовании должны быть взаимно
перпендикулярны. В противном случае ухудшается магнитная тек-
стура в брикетах.
Спекание брикетов производится в вакуумных печах с инертной
атмосферой аргона или гелия. Экспериментально было установле-
но [21.6], что начальная стадия спекания брикетов из SmCos со-
провождается резким уменьшением коэрцитивной силы, что свя-
зано с уменьшением плотности дислокаций в частицах. При увели-
чении температуры спекания выше 800°С было обнаружено резкое
возрастание коэрцитивной силы. Спекание при температуре 1100°С
сопровождается ростом коэрцитивной силы от 0,24 до 2,8 МА/с
(рис. 21.10). Так как при спекании наблюдается улетучивание са-
мария, то необходимое превышение содержания самария над за-
данным составом SmCo5, например до 37 вес. % самария, устанав-
ливают экспериментально.
Термическая обработка, необходимая для создания оптималь-
ной структуры дефектов кристаллической решетки, является по-
268
Рис. 21 10 Влияние тем-
пературы спекания в те-
чение 30 мни на коэрци-
тивную силу SmCog:
А — первичное спекание;
В — повторное спекание пос-
ле 1180'С
следней важнейшей технологической операцией в производстве по-
стояпных магнитов из соединений типа РЗММ. Оптимальной струк-
турой дефектов кристаллической решетки является такая, при
которой достигается оптимальное сочетание больших значений
максимальной удельной магнитной энергии, коэрцитивной силы и
прямоугольности петли гистерезиса, измеряемой по намагниченно-
сти, или кривой размагничивания по индукции, приближающейся
к прямой В — Вт—II.
Термическая обработка сопровожда-
ется рядом сложных процессов, связан-
ных с диффузией атомов уменьшением
плотности дислокаций, изменением ди-
слокационной структуры, перераспреде-
лением точечных дефектов, перераспре-
делением структурных фаз, ростом кри
сталлов новой фазы, прекращением ро-
ста отдельных кристаллитов после дости-
жения ими определенных размеров. Все
эти процессы связаны со скоростью на-
гревания, температурой и временем вы-
держки, а также скоростью охлаждения.
Экспериментальным подбором парамет-
ров термической обработки достигается
оптимальная структура дефектности кри-
сталлической решетки. Наибольшая ко-
эрцитивная сила при заданном химиче-
ском составе достигается в том случае,
когда микрогстерогеипость структуры до
стигает значения, сравнимого с шириной
доменной границы 6= | A/К, где А, К — обменный параметр и
константа магнитной кристаллографической анизотропии, опреде-
ляемые в основном химическим составом магнитотвердого мате-
риала. Наряду с микрогстсрогенпостью аналогичное значение мо-
гут иметь скопления точечных дефектов или дислокаций, дефекты
упаковки и др. Основным требованием получения максимальной
магнитной энергии является достижение максимальной силы взаи-
модействия доменной границы с дефектами кристаллической
структуры .магнитотвердых материалов.
Магнитные свойства, получаемые при жидкофазном спекации,
приведены в табл. 21.6. Из таблицы видно, что магнитные свойства
РЗМСо магнитов зависят от химического состава и от режима тер
мической обработки. На рис. 21.11 приведены кривые размагничи-
вания магнитов из SmPrCo-сплава после различных термических
обработок. Как видно из сопоставления этих кривых, увеличение
температуры обработки с. 1 100 до 1115°С и времени выдержки с 0,5
До 1,0 ч приводит к значительному увеличению остаточной индук-
ции, коэрцитивной силы и максимальной магнитной энергии. При
269
более высоких температурах идет гомогенизация структуры. Это
сопровождается значительным увеличением остаточной индукции
и увеличением максимальной магнитной энергии. Но при повышен-
Таблица 21.6. Магнитные свойства магнитов из соединений РЗМСо, полученных
жидкофазным спеканием
Химический состав Bee, % Co Спекание "с кА/м % от В,’/4 Плотность соедине- ния. 105-кг/м3 Плотность магнита, % от плотности соедине- ния
Время, ч Вч, Тл Г, °C кДж/м’ MI с-э
РгСо5 62 1,0 1110 0,94 420 112 14 47 8,11 95
SmCos 63 0,5 1125 0,85 600 141 17,6 81 8,12 94
Сео sSnio 5С05 62 0,5 1100 0,77 300 108 13,5 78 8,24 97
ММо sSnio 5Cos 63 1,0 1070 0,79 540 122 15,2 81 7,99 95
Strio sPr0i5Co5 62 0,5 1100 0,89 600 150 18,8 75 8.0 94
SmOi5Pro 5C05 63 0,5 II00 0,89 700 160 20,0 80 8,04 95
Sm0 sPrf sCo5 63 0,5 1100 0,95 660 177 22.2 84 8.22 97
Sm0,sPr0,sCo5 63 1,0 1115 1.0 540 181 23 80 8,16 96
пых температурах более активно происходит отжиг дефектов кри-
сталлической решетки, сопровождающийся уменьшением коэрци-
тивной силы В табл. 21.7 приведены магнитные свойства магнитов,
изготовленных из мишметалла с 90% це-
магнпчиванпя после раз-
личных термических об-
работок:
/ — 1П5°С в течение 1 ч:
рия.
В табл. 21.7 отражена зависимость маг-
нитных свойств этих магнитов от режима
термической обработки, причем наиболь-
шее изменение при вариациях термической
обработки испытывает коэрцитивная сила
по намагниченности. Магнитная текстура,
определяемая как отношение остаточной
намагниченности к намагниченности, изме-
ренной в поле 8 МА/м, и максимальная
магнитная энергия после термической об-
работки увеличиваются.
Постоянные магниты с помощью литья
из расплава были получены в виде твердых
растворов P3MCos и РЗМСи5, в которых
дефектность структуры получается за счет
2-п<ю°с в течение 0,5 ч выделения второй фазы. Кристаллическая
текстура создается посредством направ-
ленной кристаллизации при опытно подбираемом градиенте тем-
пературы и переохлаждении расплава. При этом необходимо со-
четание большой или 100%-ной ориентации зереп вдоль одного
направления, обеспечивающей максимальную остаточную ипдук-
270
цию, и текстуры дефектности решетки, способствующей получе-
нию большой коэрцитивной силы. Одним из важнейших спосо-
бов создания дефектности кристаллической решетки в этих мате-
риалах является пестехиометричность, получаемая посредством
вариации химического состава P3MCos_xMx вблизи стехиометри-
ческого РЗМС05.
Таблица 21 7. Магнитные свойства спеченных магнитов из сплавов ММ—РЗМСо
[21.1]
Спекание Термиче- ская об- работка (BH) тал
С и & о о СП время, ч Т, °C я* £ у Л) с СС* Ьч СП ч сс *2 < X V з: <0 2 кДж/м’ 1 мГе-Э £ к О Cl * ch Плотность магнита от плотно- 1 сти соели- к ж <9 ES. S G3 W
63,9 0,5 1000 — — 0.90 0,70 452 968 88,0 11,0 7,12 85 0,91
3g,0 0,5 1000 16 900 0,94 0,84 620 1640 192,0 16,5 7,98 95 0,95
63,4 1 1075 15 900 0,96 0,90 610 1220 160,0 20,0 8,12 97 0,96
На рис. 21.12 приведена зависимость намагниченности насыще-
ния Js и коэрцитивной силы по намагниченности до (jH'c.) и после
(Д/с) термической обработки от состава SmCos-xCiix. Кристалли-
ческая текстура получалась посредством охлаждения расплава на
водоохлаждаемом поде печи. Дополнительная дефектность кристал-
лической решетки создавалась низко-
температурной обработкой при 400°С.
Как видно на рис 21.12, намагничен-
ность насыщения монотонно умень-
шается при увеличении концентрации
меди. Коэрцитивная сила по намагни-
ченности, начиная с некоторой кон-
центрации меди, соответствующей со-
ставу SmCos.sCui ь, резко возрастает
от 0,1 до 2,8 МА/м. При составе
SmCo3Cu2 достигается максимум, а
при увеличении концентрации меди
коэрцитивная сила уменьшается [21 1].
Рис 21.12. Влияние хими
ческого состава на магнит-
ные свойства сплавов
SmCoCu
§ 21.4. Магни ные свойст ва
На рис. 21.13 приведены размагни
чивающие кривые литых постоянных магнитов, различных по хи-
мическом)^ составу. С увеличением концентрации меди коэрци-
тивная сила возрастает от 0,35 до 1,5 МА/м. Максимальное энер-
гетическое произведение (РН)тах (указано около каждой кривой,
как параметр) при этом уменьшается от 80 до 40 кДж/м3. По
271
ГОСТ 21559—76 «Материалы магнитотвердые спеченные» их хи-
мический состав приведен в табл. 21.8.
В принятых обозначениях марок буквы соответствуют: К — ко-
бальту, С — самарию, П — празеодиму, А — улучшенной текстуре.
Число 37 соответствует примерному содержанию самария или
среднему суммарному содержанию самария и празеодима в весо-
вых процентах.
Основные магнитные свойства этих магнитотвердых материалов
по ГОСТ 21559—76 должны соответствовать значениям, приведен-
ным в табл. 21.9.
Рис. 21.13. Кривые размагничивания шести
различных по химическому составу сплавов:
5тп,75Со3,»;Ре0 5СиСе0,25 (/)
^ТП0|75^°3,3^С0,5^111,2^€0,25 (^)
^т0,75^°312^е0,г»^'и1,3^е0,25
^ГП0,75^'О3,1^С0,5^и1,4^е0ь25 (4)
Sm0>75Co2 gFc0 3Cuj|БСе0<25 (-5)
^то,75^°2,7рсо,5^м1.8^ео,25 (6)
Кривые размагничивания магнитов марок КС37 и КСП37А по
ГОСТ 21559—76 приведены на рис. 21.14.
Дальнейшее увеличение максимальной магнитной энергии мо-
жет быть получено только при увеличении остаточной индукции
магнитотвердых материалов. На рис. 21.15 приведены предельные
кривые (прямые) размагничивания и изоэнергетические кривые.
Для получения магнитов с энергетическим произведением 200, 300,
400 кДж/м3 (соответственно 25, 37, 50 МГс-Э) остаточная индук-
ция должна быть не менее 1,0; 1,2. 1,3 Тл. В последнее время [21.3;
21.5] получены образцы магнитов на основе нестехиомегрических
составов, близких к РЗМ2С017 с рекордными свойствами. На рис.
21 16, а приведена петля магнитного гистерезиса, полученная на
сплаве следующего химического состава: 52% Со, 25,5% Sm, 8%
Си, 14% Fe и 1,1% Zn. Сочетание высоких значений остаточной ин-
дукции В,.= 1,1 Тл и коэрцитивной силы Н,— 550 кА/мм обеспечи-
вает большое значение энергетического произведения (B17)i„ax=
=240 кДж/м3 (30 мГс-Э). На рис. 21.16,6 приведена зависимость
основных магнитных свойств сплавов этого типа от содержания
железа. Коэрцитивная сила практически не зависит от содержания
железа, тогда как остаточная индукция и максимальная магнитная
энергия зависят от него существенно. На рис. 21.16, в приведена
зависимость коэрцитивной силы по намагниченности от режима тер-
272
О)
о
Таблица 21.9, Магнитные свойства по ГОСТ 215-59—76
Ю Ю Ю Ю Г- г< ю г- о о
CM CM СМ СО ГО СО CM CM *5 — СМ
О О О О О О О О S о С'
КС25ММ12 0,73 580 1275
274
мической обработки. Эта зависимость от режима термической
обработки свидетельствует о диффузионном характере процессов,
обусловливающих дефектность
кри ст аллической решетки.
Гис. 21 15. Сравнение кривых
размагничивания магнитов различ-
ных го химическому сосгав>
J — ЮН13ДК23пА: 2- ЮНДК40Т8АА;
3 — КС1137Л; 4 — феррит бария; 5 —
^то,95^го,О5 (Со0 7Fe0а2^*а(|,<Ъ спечен-
ный; 6 Sm0 gSZr0 0r,(Co0 7Fe0 2Cu0 i)7
литой
Рис. 21.14. Кривые раз-
магничивания магнитов
марок КС37 и КСП37А
Оптимальные магнитные свойства илатиново-кобальтового спла-
ва получают в результате специальной термической обработки, ко-
торая сопровождается частичным атомным упорядочением. При
О 5 10 й Зе/Вес°л' О 30 ЮО 'ООО
6) Время,мин
свойства сплава тгпа
Sfif.jfzru 05(Fer jCu" i1 j.i)?:
Рис. 21.16 Магнитные
° — петля гистерезиса; б — влияние содержания железа; в — влияние термической обра-
боткн
температуре около 1000°С в течение 3 ч происходит раз) порядоче-
”ие сплава. Затем производится выдержка при 660’С в течете 13—
мин и последующее медленное охлаждение сплава После такой
275
Рис. 21.17. Поверхностная доменная
структура на базисной плоскости
литого образца сплава SinZrCoCuFe
(Л//)п,ах = 288 кДж/м3 (36 МГСЭ)
и 7/с = 160 кА/м (20 кЭ)
Рис. 21.18. Кривые раз-
магничивания магнитов
из сплавов на основе
РЗМСо марки KC25II-
150 по изменению № 2
ГОСТ 21559—76
Рнс. 21.19. То же, что на рис. 21.18, но для других марок магнитов
276
обработки магнитные свойства сплава достигают значений: коэр-
цитивная сила Не=400 кА/м, остаточная индукция #г=0,7 Тл,
максимальная магнитная энергия '/2 ГЬЛ)тр, — 90 кДж/м3. Плот-
ность этого сплава составляет 1,55- 1Э4 кг/м3, температура Г.юои
480°С. П. (астическая деформируемость ллатниово-кобальтово^е
сплава достаточна для получения миниатюрных магнитов из тон-
ких лент.
На рис. 21.17 приведена Ломенная структура магнитов на основе
сплава SmSrCoCuFe (увеличение 400) На рис. 21.18, 21.19 пред-
ставлены кривые размагничивания магнитов из сплавов на основе
РЗМСо по изменению № 2 ГОСТ 2/559- -76.
Вопросы и задачи
21.1. По коэрцитивной силе, остаточной индукции и максимальной магнитной
энергии оценить в процентах превосходство магнитот ве| тых материалов типа
Sm — Со над материалами типа ферритов.
21.2. 11о кривым размат иичивания для магнитотвердых мате| налов типа
Sm—Со определить оптимальную форму магнита, соответствующую максималь-
ной магнитной энергии.
21.3. По кривым размагничивания для трех марок магиитотвердых материалов
типа Sm — Со построить зависимость магнитной энергии магнита от размагни-
чивающего фактора.
21.4. Для магнита типа Sm — Со в виде эллипсоида вращения, уподобленного
магнитному диполю с помощью ЭВМ смоделировать магнитные силовые линии
магнитного поля Mai нита
21.5. Вычислить теоретический предел максимальной магнитной энергии для
трех м трок этих материалов по формуле (BH)max=BaQ/8.
21.6. По кривым размагничивания для трех марок этих материалов построить
график зависимости магнитной энергии от размагничивающего фактора.
21.7. Вычислить зависимость напряженности магнитного поля в точке х, у от
максимальной энергии магнита заданной формы. Принять, что поле рассеяния
составляет 40% всего магнитного потока.
Дополнительная литература
21.1. Стрнат К. Дж. Обзор и анализ промышленных магнитов из редкоземель-
ных металлов с кобальтом/В кн.: Магниты из сплавов редкоземельных
металлов с кобальтом М., 1978.
21.2. Тейлер К. Интерметаллические соединения редкоземельных металлов. М.
1 974.
21.3. Мишин Д. Д. и др. Постоянные магниты из сплавов Sm—Zr— Со —
Си— I е//Изв. АН СССР. Сер. Металлы. 1980. .Ve 2. С 190—191.
21.4. Мишин Д. Д., Левандовский В. В. Исследование влияния термических
обработок на магнитные свойства многокомпонентных сплавов на основе
Sm—Zr—Са — Си — Ге1В кп.: Физика магнитных материалов Калинин
1980 С. 27—30.
21.5. Мишин Д. Д. н др/В кн.: Физика магнитных материалов. Калинин, 1978
С 75 -81
21.6. Дерягин А. В. и др. Одподомсиные магни сот вердые монокристаллы
Srr2CoI7 с магнитной энергией, равной теоретическому прсдслу//Извсстия
вузов. Сер. Физика. 1979. Т. 6. С. 108—110
217. Гречишкин Р. М., Бирюков В. С. Сказки памаа ничепности и магнитное
последействие в монокристаллах Gd(Co, Cu5)/B кн.: Физика магнитных ма-
териалов Калинин, 1977. С. 73—78.
21 8. Ермоленко 4. С., Королев А. В.. Рождс А. Ф. Механизм процессов пере-
магничивания квазибинарпых редкоземельных соединении типа R(CoM)s//
ФММ. 1976 Т. 42. В 3. С 518 526.
21 9. Липецкий Я. Л. и др. Структура сп гавов Sm -Со—Си- -Fe- Zr для
постоянных магнитов//ФММ. 1982. Г, 53. В 2 С 290—294
21 10 Супонев Н П. и др Фазовый состав сплавов Sm — Zr — Со—Си—Fe/
В кп • Фи шка магнитных материалов. Калинин, 1987. С 33—50.
21.11 Несбитт. Берник Дж. Постоянные магниты на основе редкоземельных
элементов. М , 1977.
21 12. Westendorp F. F. IEEE Trans. Magn 1970. 6, 472;
Рей 1. E., Стрнат К. Редкоземельные металлы, сплавы и соединения. М,
1973
13 Лукин А. . 1^ Автореферат кандидатской диссертации Калинин, 1978
21 14 Мишин Д. Д., Супонев II. 11., Лукин А. А. Третья Всесоюзная конферен-
ция по кристаллохимии интерметаллических соединений/Тезисы докладов I
41 СССР. Львов. 1978
Мишин /г. Д. и dp.FB кн.: Физика магнитных материалов Калинин, 1978.
С. 75. I
21 15. Ермоленко А. С. Магнитите свойства монокристаллов соединений
PrxSm. хСо5//ФММ. 1983. Т. 55. 3. С. 503—409,
ГЛАВА 22
МАГНИТОТВЕРДЫЕ МАТЕРИАЛЫ С НАИБОЛЬШЕЙ
КОЭРЦИТИВНОЙ СИЛОЙ И ЭНЕРГИЕЙ
Эксплуатационной характеристикой магнита является постоянное
магнитное поле, создаваемое в рабочем пространстве, а не вес и
объем магнита. Этим обусловлено стремление уменьшать размеры
технических изделий при той же или большей мощности и функ-
циональной эффективности. Вот почему важнейшим направлением
Таблица 22.1. Основные параметры соединений типа РЗМ—Fe—В
Состав a, мм C, HM p, кг/ма Л- Ив- на моль и Тл "a- кА/м (кЭ) 1C- к
L a2Fcl4B 8,82 12,31 7400 25 1,2 1600 1 20) 530
G 2Ие «В 8,7b 12,11 7670 23 1,2 2080 (26) 424
Рг-Ге14В 8,80 12,23 1540 29 1,4 640 (80) 515
ETd2Fe,4E 8,80 12,2u 1600 33 1,6 730 (901 585
Sm2Fe14B 8,80 12,15 7730 28 1,4 1200 (150) 612
Cd2Fe14B 8,79 12 09 7850 17 9 1920 (241 661
Tb2FeHB 8,77 12 05 7930 13 7 12000 (1501 639
DvaFeuB 8,76 12,01 8050 14 7 12000 (15П) 592
HoFeuB 8,75 11,99 8120 17 9 5600 (70) 576
Er2Fe, -B 8,73 11,95 8220 18 9 640 (8) 554
Tm2Fe14B 8,74 11,95 8230 22 11 640 (8) 541
Lb2Fei4B 8,70 11,85 8470 24 12 2080 (26) 535
Y2Fe,4B 8.77 12,0 I 6980 2b 14 2080 (26) 565
в области постоянных магнитов является разработка магнитотвер-
дьх материалов с наибольшей магнитной энергией и коэрцитивной
силой. Достижения в этом направлении иллюстрирует рис. 18.1.
Как покатывает рисунок, за последние 5 10 лет достигнуто уве-
личение магнитной энергии магнгтов на 200 кДж/м® (25 МГсЭ).
Это соответствует уровню энергии постоянных ма1 нитов, разрабо-
танных за предыдущее столетие.
§ 22.1. Химический состав, кристаллическая структура
и способ получения
Магнитотвердые материалы с наибольшей коэрцитивной силой
л 1600 кА/м (20 кЭ) и максимальной магнитной энергией до 360—
400 кДж/м3 (45 -50 МГсЭ) разработаны на основе сплавов типа
КгРерВ. Основные параметры этих сплавов приведены в табл. 22.1.
Магнитные свойства в значительной степени определяются строе-
нием фазы. При замене неодима на празеодим могут быть получе
ны хотя и меньшие, но близкие свойства. Ней гроно^рафическими
279
и рентгеновскими методами установлено, что структура Nd2Fe4B
является тетрагональной. Пространственная группа P42/mnn Эле-
ментарная ячейка содержит 68 атомов (четыре формульных едини-
цы). Шесть различных кристаллографических мест Fe и два раз-
•' ичных места Nd или Рг. Фаза R2Fe|4B похожа на гексагональную
фазу R—3d магнитных материалов. Каждый атом бора (В) распо-
лагается в центре тригональной призмы, образованной тремя ато-
мами железа (Fe), которые расположены выше, и тремя атомами
Fe, расположенными ниже базисной плоскости (рис. 22.1, 22.2).
[act]
Рис. 22.1. Распределение атомов
неодима, железа и бора в кристал-
лической решетке
Рис. 22.2. Фазовый состав
сплавов неодим-железо-бор
Кривые намагничивания и температурная зависимость коэрци-
тивной силы и спектра ядерного гамма резонанса основной фазы
приведены на рис. 22.3—22.6. Тригональные призмы характерны
для многих материалов металл-металлоид (например. FcB, Ге3С)
как в кристаллическом, так и в аморфном состояниях при различ-
ных скоростях закалки. Для различных соединений этого типа до-
бавление электронов на незаполненный 4)-слой приводит к увели-
чению заряда и уменьшению атомного радиуса. Мессбауэровским
анализом установлено наличие наивысшего магнитного поля в / ме-
стах кристаллической решетки R2FeI4B. В табл. 22.1 приведены ос-
новные параметры соединений R2Fej4B Теоретический предел
(ВН)гаах для Nd2Fe|4B равен 510 кДж/м3 (64 МГсЭ).
Разработаны два метода получения постоянных магнитов и3
соединений неодим — железо — бор: 1) скоростная закалка и
2) спекание порошков.
280
Рис 22.3 Кривые намагничивания
в сильных полях основной фазы
сплава неодим-железо бор в трех
основных кристаллографических на-
правлениях
При скоростной закалке расплав выливают на поверхность быст-
ро вращающегося диска. Скорость охлаждения при этом достигает
10б К/с. Следующая операция - прокатка. Микроструктура и маг-
нитные свойства зависят от скорости прокатки. Большие скорости
прокатки (более 30 м/с) дают в основном аморфное состояние лент
при незначительной коэрцитивной силе. При скорости прокатки
19 м/с достигается наибольшая коэрцитивная сила. Микрострукту-
ра при этом получается в виде
сферических зерен Na2FeI4B диа
метром 20—100 микрометров
Энергетическое произведение при
этом 100 кДж/м3 (14 МГсЭ).
Массивные магниты получают
спрессовыванием лепт как без
нагревания, так и с нагреванием,
т. с. применяют горячее прессо-
вание, при этом достигают
(BHJrrax до 3200 кДж/м3
(40 МГсЭ). Методом просвечи
вающей электронной микроско-
пии установлено, что смещение
доменных границ под действием
магнитного поля происходит при
сравнительно малых полях. Ко-
эрцитивная сила определяется
закреплением доменных границ
на границах зерен. Зарождение
доменов с обратной намагничен-
ностью также происходит па границах зерен.
Огнако основным методом получения магнитов из сплавов не-
одим— железо — бор является порошковый. При этом достигнуто
энергетическое произведение 400 кДж/м3 (50МГс-Э) Технологиче-
ские операции в этом случае аналогичны операциям, применяемым
для получения РЗМСо-магнитов. Обогащение бором и неодимом
сплавов Nd|EFe!|Bs производят в индукционной печи. Порошок по-
лучают механическим измельчением с размером частиц около
3 мкм. Текстурование производят в магнитном поле 800 кА/м
(Ю кЭ) при прессовании под давлением 200 МПа перпендикулярно
Направлению магнитной текстуры Брикет спекают при температуре
~1380 К около 1 ч с последующим быстрым охлаждением. Терми-
ческой обработкой при 880 К в течение 1 ч добиваются максималь-
ной коэрцитивной силы. Охлаждение от температуры спекания до
температуры термической обработки производят со скоростью
0 к/ч. Применяют также другие методы изготовления порошков,
в частности восстановление из оксидов. Взаимной диффузией го-
рошков Nd, Fe и Fe2B в процессе спекания была получена Нс=
281
Рис. 22.4. Температурная зависимость коэрцитивной силы сплава неодим-желе-
зо 5ор с большой (а) и малой (в) коэрцитивной силой и соответствующие пет-
ли гистерезиса
Рис. 22 5. Спектр ядериого гамма-резонапса основной фазы сплава неодим-же-
лезо бор
-7-5 5 0 3 3 7
Скорость, мм /с
Рис. 22.6. Спектр ядерного гамма-резонанса основной фазы сплава пеодлм же*
лезо-утлерод
282
==560 кА/м. Максимальных значений коэрцитивной силы и энер-
гетического произведения достигают при различных режимах.
Хотя NdFeB-магниты и превосходят по своим свойствам осталь-
ные магниты, опи не обладают необходимой температурной ста-
бильностью. Температурная стабильность NdFeB-магнитов в четы-
ре раза хуже, чем в Sm—Со-магнитов. В значительной части это
связано с низкой температурой Кюри Nd2Fei4B (585 К вместо
1020 К у S111C05 и 1200 К у Sni2Con). Некоторое повышение темпе-
ратуры достигается присадкой в NdFeB кобальта. Но при этом
уменьшается коэрцитивная сила Температурная стабильность мо-
жет быть улучшена присадкой тяжелых редкоземельных метал-
лов— диспрозия или тербия. Применение Dy2Fei4B и Tb2Fei4B
увеличивает Нс и соответственно способствует повышению темпе-
ратурной стабильности. Коэрцитивная сила может быть повышена
также частичным замещением железа алюминием или молибденом.
С целью удешевления магнитов применяют мишметаллы, обо-
гащенные неодимом и празеодимом следующих составов: NdogPrOii
и Nd0,8Pro,15Ceo,o5, а железо с замещением других ЗсРметаллов.
Спеченные магниты с оптимальными магнитными свойствами
имеют сложную многофазную микрогетерогенную структуру, содер-
жащую: 1) Nd2FeI4B; 2) NdI+EFe4B4; 3) a-Fe; 4) обогащенною фазу
неодимом; 5) NdFe-фазу по границам зерен; 6) оксиды неодима.
Основная фаза, составляющая 85% по объему магнита,— это
Nd2Fel4B. Она обусловливает высокую намагниченность и анизо-
тропию, размер зерен ~15 мкм. Обогащенная бором фаза
Ndn,Fc4B4 с хаотически распределенными зернами с такими же
размерами, как и Хб2Ге14В-фаза, обнаруживается случайно. Обо-
гащенная неодимом фаза обнаруживается на стыках зерен. Эта
фаза немагнитная, ее состав меняется от 50 до 95% Nd По грани-
цам выделяются пластинки толщиной 10—20 нм. Состав этой обо-
гащенной Fe-фазы пока не установлен. Но кристаллическая струк-
тура, по-видимому, является объемпо-центрированпым кубом.
Исследование доменной структуры с помощью керр-эффекта
электронной микроскопии показало, что в объемах Nd2Fei4B-3epeH
нет дефектов и доменные границы сравнительно легко перемеща-
ются при изменении магнитного поля, т. е. задержки смещения до-
менных границ практически нет. По-видимому, основным механиз-
мом коэрцитивной силы является задержка образования зароды-
шей перемагничивания вблизи границ зерен.
§ 22.2. Доменная структура
Магнитные свойства магнитотвердых материалов на основе
сплавов Nd—Fe В обусловлены в основном высокоанизотропной
Фазой R2Fej4B На монокристаллических образцах были определе-
Ни константы магнитокристаллической анизотропии: Ai =
10f> Дж/м3 (4,2-107 эрг/см3), /(2- 0,7-106 Дж/м3, /„==1,3 Тл,
283
7’с=576 К. На порошковых постоянных магнитах с размерами Зх
ХЗХЗ мм3 доменная структура изучена в основном на двух соста-
вах: NdisFeiyBe (первый) и Xd13.5Dy1.5B8 (второй). Использовали
полярный и меридиональный эффект Керра. Керровский контраст
усиливался напылением па поверхность образца чстырехволнового
диэлектрического покрытия ZnS. Доменную структуру наблюдали
на поверхностях, параллельных и перпендикулярных оси текстуры,
при термически размагниченном сосюянии образцов. Средний раз-
мер зерен первого и второго образцов составил соответственно 10,2
и 10,8 мкм. Большинство зерен в образцах имеет размер около
5 мкм. Среднее значение отклонения зерен от оси легкого намаг-
ничивания составило около 10°. При изучении доменной структуры
NdFeB-магнитов наблюдали группы зерен, в которых домены «про-
растили» 3—4 зерна, а также группы зерен, где границы доменов
не пересекали межзеренных границ Была изучена зависимость раз-
мера D доменов от размера L зерен. Такая зависимость может
быть выражена формулой
£)=(П,02 д 0,002) Z.0-67. (22.1)
Эта зависимость близка к D Коэффициент пропорциональ-
ности в (22.1) соответствует измерению размеров в сантиметрах.
Определение плотности энергии доменных границ у было сделано
по методу Хуберта [1], в котором у определяли из измерений сред-
него расстояния между доменными границами на базисной поверх-
ности достаточно массивного образца (L^20Z)). Среднее расстоя-
ние между доменными границами D оценивается из стереометриче-
ского соотношения;
9 / / \
^-1, (22.2)
л \ J
где LK — суммарная длина случайных секущих линий па поверхно-
сти образца; Ар — число пересечений этих липни с доменными гра-
ницами. При этом получено, что у~35-10~3 Дж/м3. А ширина до-
менных границ б—л{Л (Ki4-K2)},ft=3,9 нм. Критический диаметр
однодоменпости Dc= l,4y/J2s=0,2 мкм.
§ 22.3. Процессы перемагничивания
Экспериментальное исследование процессов перемагничивания
показывает, что при низких температурах (7'^420 К) коэрцитив-
ная сила Нс для NdFeB определяется задержкой роста зародышей
доменов обратной формы, а при повышении температуры включа-
ется процесс задержки доменных границ на межзеренных выделе-
ниях или на границах зерен [2] Однако изучение темпера-
турных зависимостей НС(Т) и Нс(Нтах) показывает, что механизм
перемагничивания является более сложным, чем простое зародыше-
образование или задержка смещения доменных границ. Для реше-
284
ния этой важной проблемы необходимо развитие микроскопических
моделей и соответствующих экспериментальных методов, которые
пока только намечаются. Поэтому представляет интерес продолже-
ние макроскопических исследований, каковыми являются исследо-
вания перестройки доменной структуры при перемагничивании об-
разцов NdFeB [3].
На образцах с размерами 3x3x3 мм3 и 3x3x0,65 мм3 с хими-
ческим составом Nd15Fe7zBR был изучен процесс формирования со-
стояния остаточной намагниченности и начальный процесс намаг-
ничивания. Намагничивание образцов производилось в сверхпро-
водящем соленоиде в полях 400, 600 и 700 кА/м и в импульсном поле
700 кА/м. После прекращения действия ноля в состоянии остаточ-
ной намагниченности в 12,5% зерен наблюдаются домены с обрат-
ной намагниченностью. Планиметрированием доменной структуры
определено, что средняя относительная остаточная намагниченность
Л/Л составляет 0,6. В крупных зернах относительная остаточная
намагниченность достигает 0,95, а для самых мелких с размером
3—5 мкм — 0—0,3. Средний размер зерен составляет <£>—10 мкм,
а средний угол отклонения осей легкого намагничивания составляет
<а>= 12° Домены с обратной намагниченностью образуются вбли-
зи пор немагнитных включений при больших углах а. Под действи-
ем отрицательных полей доменные границы смещаются. При этом
границы зерен препятс гвуют распространению междоменных гра-
ниц. Отрицательно намагниченные зерна в матрице из зерен, со-
хранивших положительную намагниченность, служат центром пе-
ремагничивания. Другим видом центров перемагничивания являет-
ся поверхность образца, перпендикулярная оси текстуры.
§ 22 4 Магнитотвердые материалы на основе NdFeB-сплава
с повышенной температурной стабильностью
Для расширения области применения высокоэффективных по-
стоянных магнитов на основе сплавов NdFeB разработаны методы
повышения их температурной стабильности.
Используются две различные методики улучшения температур-
ной стабильности этих материалов. Одна состоит в подборе хими-
ческого состава с ферромагнитным упорядочением, например, пу-
тем частичного замещения неодима тяжелыми редкоземельными
металлами: тербием или диспрозием. Недостатком этого способа
является значительное снижение самопроизвольной намагниченно-
сти и соответственно максимальной магнитной энергии. Второй, бо-
лее перспективный способ повышения температурной стабильности
рагнитных свойств магнитов, изготовляемых на основе сплавов
MFeB, состоит в замещении части железа на кобальт, повышаю-
температуру Кюри.
| Сплавы изготовляют высокочастотной индукционной плавкой в
а™осфере аргона. В качестве исходных материалов для плавок
285
используются неодим марки НМ-1, железо ЭП-335, кобальт К-0,
диспрозий ДИМ-1, тербий ТБМ-1. Бор вводят в сплав в виде ли-
гатуры BFe. Порошок получают в цептробежно-планетарпой мель-
нице в этиловом спирте. Время размола 6—8 .мин. Брикеты полу- I
чают влажным прессованием с приложением магнитною поля I
800 кА/м (10 кЭ) перпендикулярно давлению. Спекание и тер ми- I
ческую обработку производят в печах сопротивления при 700— I
1400 К в вакууме или в среде инертного газа. Время спекания — от
20 до 80 мин. На образцах сферической формы диаметром 2—3 мм, i
изготовляемых из спеченных постоянных магнитов, с помощью спи- .
ральпого вибрационного магнетометра измеряли их магнитные свой- ]
ства и температурную стабильность.
На массивных образцах измерение магнитных свойств произ- I
водили на холловском гистериографс в не полностью замкнутой це- I
пи в полях до 2400 кА/м (30 кЭ) после предварительного намагни-
чивания в импульсном магнитном иоле 8000 кА/м (100 кЭ). Изу-
чение сплавов (Nth./Tb*)i6FeI6B8, где х=0-?0,3 и (Nd^DyД16Х
xFeycBg, где (/=04-0,15, показало, что введение тербия в сплав по |
сравнению с диспрозием приводит к более существенному росту «
коэрцитивной силы при меныпем снижении остаточной индукции
и позволяет достигать (ВН) тах до 320 кДж/м3 (10 МГсЭ) приД/с=
= 1600 кА/м (21 кЭ). При концентрациях х^0,1 рабочий диапазон
магнитов увеличивается до 150°С.
В табл. 22.2 приведены результаты микрорентгеноструктурного
анализа сплава (Xd0 В5ТЬО,|6) I6Fe76BR. Фаза А образует матрицу.
Фаза В расположена по границам зерен основной фазы. Тербий
практически равномерно распределяется по всему объему, замещая
в фазах А и В неодим. По видимому, имеет место преимуществен-
ное окисление неодима по сравнению с тербием. Фаза, обогащенная
неодимом, расположена вокруг выкрашивания и пи границам зереп.
Изучение доменной структуры показало, что имеет место полюсовая
доменная структура, указывающая на высокую степень текстуры.
Наличие «звездочек», лабиринтной структуры, а также переходной
структуры с рядом замыкающих доменов обусловлены различием
размеров зерен. Наличие равновесного характера доменной струк-
туры и ход кривых намагничивания из термически размагниченного
состояния указывает на то, что основным механизмом коэрцитивной
силы в этих сплавах является задержка роста зародышей обратной
магнитной фазы. На магнитах с тербием коэффициент температур-
ной стабильности остаточной индукции составляет 0,99—0,1%
(°C)-' и —0,13—0,14% (°С)~' в интервалах температур 20—80сС и
20—200сС соответственно. В табл. 22.2 приведен химический состав
фаз А, В, С и D.
В табл. 22.3 приведены магнитные свойства магнитов на основе
сплавов NdFeB, легированных молибденом.
286
Габлица 22.2. Химический состав фаз, определенный микрорентгеноспектральным анализом
D (белая) СО «D с о 1 1 ч> ч
С (серая) Nd (Fe5Co5)2 (NdgjTboj) (Fe5Cor)2
гский состав фаз Оксиды Nd; Nd2O3 Ie-0 Nd; Nd2O3 Tb2O3; Fe —0 Nd; Nd2O3 Fe —О Nd; Nd/Эз ТЬеОя; Fe —0
X s X X и NdFe4B4 (Nd.8Tb2)Te4B4 Nd (Fe.8Co.2)4B4 (Nd.8Tb,2) (Fe 8Co.2)4B4
А (матрица) CO co ce 'S «i 'S и u > £ 2 s X b u? 2 ei i— Z 5 «» Z -o' Z «—•*
Усредненный химиче- ский состав tn °3э ® •S <c cc oo oo CQ U- cm to w d' r- .о еч ,У 'v? Ч e- o’ " X> t, “ S н •— 2 « z g « X z "4-^
287
§ 22.5. Перспектива повышения качества
Качество постоянных магнитов определяют следующие основ-
ные показатели: 1) максимальная магнитная энергия (В/7)тах;
2) остаточная индукция Вг; 3) коэрцитивная сила Нс, точнее, зна-
чение поля при (ВИ) тах; 4) стабильность свойств при воздейст-
вии температуры и во времени; 5) высокая экономичность (т. е.
возможно низкая стоимость единичной магнитной энергии). Повы-
сить качество постоянных магнитов можно за счет подбора хими-
ческого состава и оптимальной примесности, увеличения однород-
ности кристаллической структуры, обеспечения дефектности, раз-
мера зерна, текстуры, создания однородности доменной структуры,
которая может выявляться по несимметричным частным петлям
гистерезиса, и уменьшения размера доменов.
Таблица 22.4, Химический состав и магнитные свойства сплавов Sm—Ti—Fe
№ % неновые Магнитные свой- ства Нс (^)п,ЗХ
Sm TI Ге кГс Тл кЭ 10‘ 1\'ы МГсЭ Дж/м*
1 28.6 2,3 69,1 8,2 0.8 7,7 61,1 16,1 128
2 20.0 6,5 73,5 10,8 1,1 9,8 78,4 26,5 212
3 4 14,8 35,0 9,5 0 75,7 65,0 9,1 3,0 0,9 0,3 6,1 48,8 19,2 153 1
При разработке новых химсоставов для постоянных магнитов
следует учитывать, что неодим-—железо—бор-магниты, обладаю-
щие наибольшей (ВН),пах, отличаются по химсоставу тем, что эле-
менты, входящие в состав этих магнитов, максимально (в сравне-
нии со всеми магнитами) различаются по атомным массам и
порядковым номерам. Порядковый номер и масса составляют соот-
ветственно для неодима 60 и 144.2, для бора — 5 и 10,8. Разница по
порядковому номеру составляет 60 5 = 55, а по массовому числу
144,2—10,8 133,4. Можно ожидать повышение магнитных свойств
при замещении бора па водород, литий и углерод. Если в кристал-
лическом состоянии порядковые номера и массовые числа отличают-
ся сильно, это, по-видимому, должно приводить к большому разли-
чию энергетических уровней электронов, которые могут существен-
но влиять па многие свойства вещества, в том числе на магнитные.
В последние годы исследованы новые химические составы спла-
вов для постоянных магнитов с более низким содержанием редкозе-
мельных металлов типа Sm—Ti—FCio [22.5]. В табл. 22.4 приведе-
ны химические составы и коэрцитивная сила этих сплавов.
В табл. 22.5 приведены химсоставы типа Рг—Sm—Се—Ti—Fe и
288
коэрцитивная сила этих сплавов. В табл. 22.6 приведены
химсоставы типа Nd—-Ti—F—Со и магнитные свойства полученных
магнитов. Оптимизации примесного состава достигают подбором
примесности исходных шихтовых материалов, а также технологиче-
Таблица 22.5. Химический состав и коэрцитивная сила сплавов Pr Sm—Се—
—Ti—Fc
№ % весовые "е
Рг Sm Се Ti Ге кЭ 10* А/м
1 19.4 0 0 6.6 74.0 9,0 72,0
2 12,0 0 8,0 6,9 73,2 7,0 56 0
3 7,9 4.2 7,8 6,7 73,4 7,8 63,2
сними приемами (например, применение водорода в качестве среды
при плавке и спекании позволяет уменьшить примесность 122.6]).
Оптимизации кристаллической структуры достигают поиском режи-
мов технологических операций. Измельчать доменную структуру
можно обрабатывая порошки, пленки и поверхности магнитов ла-
зерным излучением.
Таблицы 22.6. Химический и магнитные свойства сплавов
№ Ч-J весовые «ч 7С. "С
Nd Ti Fc Со кГс Тл кЭ 10 Л м МГс-Э Дж/м3
1 19 7 64 9 10,8 1,08 8.5 68 26,5 212 90
2 19 7 44 29 11,3 1,13 8,0 54 30,0 240 220
3 28 3 48 21 9,4 0,91 6,7 54 21,2 170 19,0
4 16 9 52 23 10,5 1.05 7,1 57 25,0 200 190
Вопросы и задачи
22.1. По коэрцитивной силе, остаточной индукции и максимальной магнитной
энергии оценить в процентах превосходство магнитотвердых материалов типа
неодим — железо—бор над материалами типа Sm Со.
22.2. По кривым размагничивания для данных магиитотверных материалов
типа неодим — железо-—бор определить оптимальную форму магнита, соответ-
ствующую максимальной магнитной энергии.
22.3. По кривым размагничивания для трех марок магнитотвердых материалов
типа неодим — железо — бор построить зависимость магнитной энергии магнита
от размагничивающего фактора
“Л. Для магнита типа неодим железо — бор в виде эллипсоида вращения,
Уподобленного магнитному диполю с помощью ЭВМ смоделировать мз|ии!ВЫС
ЛИПНИ напряженности магнитно! о поля магнита.
₽-5. По кривым размагничивания для образцов сплава Nd Fe—В онреде
Йк' е''’ н pa6o"cfi то',кс> соответствующей максимальной энергии
По кривым размагничивания образцов сплава Xd— Fe В определить за-
висимость энергии магнитного поля рассеяния от размагничивающего фактора.
Мишин Д. Д.
289
Дополнительная литература
22.1. Мишин Д. Д., Егоров С. М., Супонев Н. П. Порошковые постоянные маг-
ниты на основе сплавов Nd — Fe — В, легированных кобальтом/В кн.: Фи-
зика магнитных материалов. Калинин, 1986. С. 68—75.
22.2. Мишин Д. Д. и др. Постоянные магниты на основе сплавов Nd - Tb —
Fe — Со — В с улучшенной температурной стабильностыо/В кн.: Физика
магнитных материалов. Калинин, 1987 С. 14—25
22 3. Паетущенков Ю Г. Доменная структура постоянных магнитов на основе
сплавов Nd,5Fe17Bo и Ndn.sDjj.sFejzBj. Там же. С. 105—112.
22.4. Егоров С. А1. Влияние хрома и молибдена на гистерезисные свойства по-
стоянных магнитов на оснопе сплавов Nd — Fe — В'В кн : Физика м агнит-
ных материалов. Калинин, 1987. С. 131—136
22.5. European Patent 87400808.9; 1987.
22.6. Супонев II. П. и др. Фазовый состав и температурная стабильность маг-
нитных свойств сплавов Sin Cd—Zr Со—Си - Fe/IX. Всесоюзная
конференция по постоянным магнитам. Тезнсы докладов. М., 1988. С. 7.
22.7. Elk К., Christoph V., Jan L. Wissenschaftliche Zeitschrift. Dresden, 1988j
ГЛАВА 23
МАГНИТОТВЕРДЫЕ МАТЕРИАЛЫ С ПОВЫШЕННОЙ
СТАБИЛЬНОСТЬЮ
Одним из важнейших направлений в приборостроении, в робото-
строении, в разработке автоматических устройств является повыше-
ние точности функционирования различных технических устройств.
Постоянные магниты в таких устройствах должны надежно обеспе-
чивать постоянство напряженности магнитного поля и возможно
меньшее его изменение в рабочем пространстве независимо от коле-
баний температуры. После намагничивания состояние постоянных
магнитов является метастабильпым (неравновесным), поэтому из-
менение внешних условий, например температуры, может способ-
ствовать переходу к другому, более стабильному состоянию. В по-
следние годы разработан целый ряд магнитотвердых материалов
с повышенной стабильностью магнитных свойств.
§ 23.1 Стабильность постоянных магнитов
Магнитный поток в рабочем объеме магнитов изменяется с те-
чением времени под дейст вием внешних условий: внешних магнит-
ных полей, механических воздействий — ударов, тряски, темпера-
туры, радиационных облучений, сближения ферромагнитных дета-
лей Различают магнитную и структурную нестабильности
магнитов. Магнитная нестабильность обусловлена изменением
магнитной (доменной) структуры магнита. Магнитная нестабиль-
ность может быть обратимой и необратимой Если после возвраще-
ния температуры или других внешних условий к исходным значе-
ниям магнитные свойства восстанавливаются, то имеет место обра-
тимая нестабильное!ь, в противном случае, т. е. в случае проявления
290
магнитного гистерезиса, — необратимая нестабильность. Обрати-
мая нестабильность, связанная с перестройкой доменной структу-
ры, количественно оценивается коэффициентом обратимых изме-
нений (КОИ):
аг.-г,=-^2т—*— 100%, К-1, (23.1)
мг(Т2 го
где ЛК и М2 — значения магнитных параметров /ч, Вч, Нс и др.
при температурах Tt и Т2.
Структурная нестабильность связана с изменениями кристалли-
ческого строения, фазовыми превращениями, изменениями внутрен-
них напряжений, перераспределением примесных атомов и других
дефектов кристаллической решетки магнитов. Магнитные свойства,
изменившиеся в результате структурной нестабильности, или вооб-
ще не могут быть восстановлены, или могут быть восстановлены пу-
тем повторной термической обработки. Магнитные свойства магни-
тов, обусловленные структурной нестабильностью и перемагничи-
ванием, не могут быть восстановлены, поэтому их и называют
необратимыми, количественно же в случае изменения температуры
их оценивают коэффициентом необратимых изменений (КПП):
р = 100%, (23.2)
Af ।
где ЛК и Л12— значения магнитных параметров при различных тем-
пературах. Изменение магнитных параметров магнита принято на-
зывать либо магнитным, либо структурным старением. Магнитное
старение постоянных магнитов в зависимости от химсостава и тем-
пературной обработки, а также от положения рабочей точки на кри-
вой размагничивания может изменяться от десятых долей процента
до нескольких процентов за один год. Магнитное старение может
быть уменьшено при частичном размагничивании и нагревании —
охлаждении сравнительно в малом температурном интервале. Час-
тичное размагничивание производят переменным магнитным полем,
амплитуду которого постепенно уменьшают до нуля. Частичное раз-
магничивание уменьшает не только температурную, но и другие ви-
ды магнитной нестабильности.
Существенного повышения стабильности магнитных свойств до-
стигают сочетанием магнитной стабилизации при частичном размаг-
ничивании с температурной обработкой и механическими воздейст-
виями. Температурную обработку производят после частичного
3 5-кратного размагничивания в интервале температур, соотвстст
вующем эксплуатации магнита. Механическая обработка также со-
ответствует механическим воздействиям при работе магнита в изде-
лии. в результате такой комплексной стабилизации магнита
необратимые изменения магнитной индукции некоторых марок маг-
нитов типа ЮНДК достигают сотых долей процента. Значения тем-
пературного коэффициента магнитной индукции
(23.3)
AB
ав=----
а ВЛТ
для некоторых марок ЮНДК-магнитов приведены в гл. 21 (табл.
21.9). Оценка коэффициентов ав обратимых изменений индукции и
р необратимых изменений для любой рабочей точки магнитов типа
ЮНДК может быть получена, если известны температурные зависи-
мости остаточной магнитной индукции и коэрцитивной силы, по фор-
мулам
,г ц'
а -------—-------------,
Вг,20 »*+Н
-7Т—’
Вг,20
(23.4)
(23.5)
где Вг,20 — остаточная магнитная индукция при температуре 20°С.
Для магнитов из ферритов бария и стронция и других с кривой
размагничивания, близкой к прямолинейной, температурный коэф-
фициент магнитной индукции практически не зависит от положе-
ния рабочей точки и составляет для феррита бария 0,19%/К. Для
магнитов из сплавов типа ЮНДК24 при охлаждении от 20 до
— 180°С коэффициент необратимых изменений доходит до —16%,
а обратимых от —8 до +6%. При нагревании — это соответствен-
но —6% и —15%.
Во многих случаях при эксплуатации, например в современных
энергетических установках, в самолетах, ракетах и космических
аппаратах, постоянные магниты подвергаются нагреванию до вы-
соких температур (до 500—680°С). Такие магниты подвергают
предварительной длительной (до 10000 ч) стабилизации вблизи
соответствующих температур. После такой стабилизации они могут
работать тысячи часов при температурах до 500°С с потерей маг-
нитного потока около 1%. Физические процессы, обусловливающие
стабильность магнитов, пока еще во многом не изучены.
§ 23.2. Магниготвердые материалы с отрицательным
коэффициентом температурной стабильности
Химический состав магнитотвердых материалов с отрицатель-
ным коэффициентом для магнитов типа ЮНДК приведен в гл. 19,
а для магнитотвердых материалов с редкоземельными компонен-
тами— в гл. 21. Все эти материалы имеют магнитное упоря-
дочение ферромагнитного типа, т. е. для них характерна монотонно
уменьшающаяся самопроизвольная намагниченность при нагре-
вании.
Для магнитотвердых материалов типа ЮНДК имеет место су-
щественная зависимость коэффициента ав от координат рабочей
точки В^/Нй.
292
Для магпитотвердых материалов типа SmCob такой зависимо-
сти не обнаруживается.
Коэффициент температурной стабильности ав для постоянных
магнитов на основе сплавов Sm—Zr—Со—Си—Fe не зависит от
формы магнита, когда во всем интервале температур Вг сравнима
с вНс. Однако при увеличении размагничивающего фактора Л' вид
зависимости (Г) изменяется и ав также изменяется. Интервал
температур, для которого коэффициент ав близок к пулю, при уве-
личении Л' сужается и переходит в область более низких темпера-
тур, а при Л>0,7 вид зависимости Ва(Т) имеет обычно ниспадаю-
щий характер и ав приближается к —(0,03—0,05) % • К'1, т. е. ста-
новится сравнимым с ав для SmCos — постоянных магнитов.
§ 23.3. Магнитотвердые материалы с нулевыми
и положительными коэффициентами
температурной стабильности
Принципиальное отличие чагнитотвердых материалов с нуле-
выми и положительными коэффициентами температурной стабиль-
ности от магпитотвердых материалов с отрицательными коэффици-
ентами температурной стабильности, рассмотренных в предыдущем
параграфе, состоит в том, что магнитное упорядочение в пих явля-
ется ферромагнитным, т. е. структурно эти материалы имеют две
или более магнитные подрешетки с аптипараллельпым магнитным
упорядочением. Следствием этого в сравнении с ферромагнитно
упорядоченными магнетиками является более низкая результирую-
щая самопроизвольная намагниченность, возрастающая при нагре-
вании в некотором интервале температур.
Экспериментально были найдены химические составы с ферри-
магнитной структурой, повышенной самопроизвольной намагничен-
ностью и коэрцитивной силой, достаточными, чтобы на их основе
были разработаны магнитотвердыс материалы с пулевыми и поло-
Рис. 23.1 Микроструктура на при-
зматической плоскости, выявленная
химическим травлением в 1%-ном
растворе концентрированной UNO,
в этиловом спирте. Химический сос-
тав: Gdo.sjZro.tsF Oo.ToCuo.ogPeo^iJe.j,
jh с = 14 кД/см
293
жительными температурными коэффициентами магнитных свойств.
Такие материалы имеют химический состав, который может быть
выражен формулой Cd-_a:Zrx(Coi_a-bCuaFe(>)7.
Металлографически установлено, что в состоянии после выплав-
ки эти материалы имеют трехфазпую структуру. Две основные фа-
зы А и В являются неоднородными по химическому составу, а
третья структурная фаза С выделяется в виде тонких пластинок,
параллельных базисной пло-
скости. Коэрцитивная сила
близка к 100 кА/м (1 кЭ).
При малых концентрациях
циркония объем фазы С умень-
шается или совсем исчезает. <
Для создания однородности
состава фаз А и В применяют
гомогенизирующий отжиг при
1170°С. Коэрцитивная сила
при этом уменьшается. По-
средством последующей низко-
температурной обработки при
800—400сС в течение 20 ч и
Рис. 23 2. Глубинная доменная структу-
ра на базисной плоскости литого образ-
ца сплава GdCoCuFeZr с ферримагнит-
ным упорядочением С (В//)шах =
= 60 кДж/м3 (2,5 МГсЭ) и Нс =
= 64 кА/мс, апг = > 0,06% ° С 1 (Х400)
медленного охлаждения со
скоростью 2 К/мин коэрцитив-
ная сила увеличивается до
1200 кА/м (15 кЭ).
В процессе термической об-
. работки трехфазная структура
становится периодичной. Фаза С располагается внутри фазы А.
Пластинчатые выделения фазы С присутствуют в материалах
после выплавки и нс претерпевают заметных изменений в процес-
се термических обработок.
Коэрцитивная сила обусловлена задержкой смещения доменных
границ на неоднородностях «ячеистой» структуры
Микрорснтгеноспектральпым анализом установлено, что выде-
ления фазы С обогащены цирконием, фазы А — медью, фазы В —
железом по сравнению со средним химическим составом сплава.
Средние составы фаз соответствуют стехиометрическим соотноше-
ниям:
А—1—5—6, В—1- 7 8.5, С -1,3—4.
Рентгеноструктурным анализом показано также наличие струк-
турных типов CaCu5(l :5); Th2ZnI7(2: 17 R); Cd2Co7 (2 : 7R). Типич-
ная микроструктура приведена па рис. 23.1, а типичная доменная
структура на рис. 23.2.
Магнитотвердые материалы с указанным выше химическим со-
ставом, кристаллической и доменной структурой обладают следую*
щими свойствами: литые— (В//)тах=72 кДж/м3 (9 МГсЭ) с тем*
204
пературным коэффициентом обратимых изменений остаточной ин-
дукции авг = +0,07%К-* и порошковые (спеченные) — (В/Г)тах=
=-56 кДж/м3 (7 МГсЭ) и с-вг-- -f-0,04%K~I в интервале температур
20 200°С.
Магнитотвердые материалы с составом (CdopTboОодз^го.шХ
X (Coo’CuOic9Feo,2i) 6 при Нс- 50 кА/м (— 5,5 кЭ) имеют
4-0,078% К-1 в интервале 20—100°С, а авг=0,04%К-1 в интервале
20 200°С.
Вопросы и задачи
23.1. Перечислить виды стабильности магннтотвердых материалов
23.2. Перечислить параметры стабильности магнитотвердых материалов.
23.3. В чем состоит различие структурной и магнитной нестабильности этих
материалов.
I ЛВ\
23 4. Вычислить коэффициент необратимого магнитного старениярс =----- 100%
\ В J
за время т в рабочей точке Ва, На Использовать экспериментальную формулу
Л ( k р, \ 10т
₽с = 7Г 7----- ---------------- Ю0%,
Н \k + Р Р + Рс/ г0
<1В
где Л — параметр, близкий к \ ,k— —— тангенс угла наклона касательной к
йп
рабочей точке, ц=—BIH — абсолютная магнитная проницаемость в рабочей
точке: рг— проницаемость возврата, То принять равным десяти дням; k ц,
рг — определяют по экспериментальным кривым для двух магпитотвердых ма-
териалов.
23.5 , Вычислить температурный коэффициент обратимых изменений магнитной
индукции в рабочей точке для двух магнитотвердых материалов по формуле
ДВ
' дг=10°-20°с
23.6 На основе экспериментальных температурных зависимостей остаточной
магнитной индукции (ДВг.т/Вг.го) и коэрцитивной силы (ДЯс,т///с гэ) вычислить
коэффициент обратимого изменения магнитной индукции для двух магнптотвер-
дых материалов по формуле
^В^т &ВГ,Т рг
Й20 Вг.2о Рг — Р
Дополнительная литература
23 1 Пастушенко Л. Г. О температурной стабильности ма-нитных свойств спла-
вов на основе РЗМ — Си получение из них постоянных магнитов/ В кн:
Физика магнитных материалов. Калинин, 198?
23.2 . Ляхова М. Ь и др. Сплавы РЗМ — Zr — Со — Си — Fe с повышенной
температурной стабильностью/В кн.: Физика магнитных материалов Ка-
линин, 1985 С 117—123
23.3 . Пушкарь Ю. Е. Магнитные свойства сплавов Cd — ТРЗМ — 7г — Со —
Си —Fc/B кн.: Физика магнитных материалов. Калинин, 1987. С. 126—
130
295
ГЛАВА 24
МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ С ПОВЫШЕННОЙ ПЛОТНОСТЬЮ
ЗАПИСИ ИНФОРМАЦИИ
Такие материалы широко применяются в звуко- и видеозаписи, в
вычислительной технике, автоматике и други< областях. Они обла-
дают большой информационной емкостью, надежностью хранения.
Производство магнитных материалов с повышенной плотностью
записи информации, особенно магнитных лент и дисков, во многих
странах достигло огромных объемов.
§ 24.1. Магнитные материалы с повышенной коэрцитивной силой
и большой плотностью записи информации
Но основе магнитных материалов с повышенной коэрцитивной
силой и большой плотностью записи информации при относитель-
ном перемещении намагничивающего поля, называемых также
магнитными лентами, магнитными барабанами и дисками, разраба-
тываются различные автоматические системы, электронная комму-
тационная техника и вычислительные машины.
Рис. 24 1 Принципиальная схема записи па маг-
нитную ленту с помощью магнитной головки
Эти материалы используют как запоминающие устройства (маг-
нитная память) и как коммутационные элементы в логических схе-
мах. Записывающие устройства на магнитной ленге широко исполь-
зуют для записи и воспроизведения программ радио и телевидения.
Для записи информации с плотностью 10в—10ч бит/см2 магнит-
ный материал должен обладать коэрцитивной силой 30—50 кА/м.
Принцип магнитной записи и воспроизведения информации со-
стоит в следующем. Магнитная лента с помощью специального ме-
ханизма непрерывно перемещается и скользит вдоль воздушного
зазора сердечника стирающей магнитной головки, которая является
источником магнитного поля (рис. 24.1). По обмотке магнитной го-
296
ловки протекает ток звуковой частоты. Предшествующая магнит-
ная запись стирается при размагничивании лепты высокочастотным
магнитным полем, амплитуда которого при прохождении ленты
вблизи головки сначала возрастает, достигает максимального значе-
ния, затем убывает практически до нуля.
Запись информации производится записывающей магнитной
головкой, которая состоит из сердечника с двумя зазорами и с одной
или несколькими обмотками. Для
повышения чувствительности схе-
мы обмотка головки питается
напряжением повышенной часто-
ты, значительно превышающей
звуковые, например 100 кГц.
Это способствует получению ли-
нейной характеристики при запи-
си. Сигнал для записи передает-
ся в виде электрических колеба
ний на обмотку записывающей
головки. Эти колебания вызыва-
ют появление в рабочем воздуш-
ном зазоре головки магнитного
поля рассеяния, напряженность
которого пропорциональна току
в обмотке головки. Скользящая
по записывающей головке маг-
нитная лента намагничивается в
ж
соответствии с записываемыми
сигналами (рис. 24.2). Повышен
ная коэрцитивная сила магнит-
ной лепты необходима для со
храпения записываемых сигна-
лов Увеличение коэрцитивной
Рис 24.2. Схематическое представле-
ние петли магнитного гистерезиса
лепты Ломаная линия 0 1-2-3-4 со-
ответствует намагничиванию движу-
щейся ленгы. Распределение остаточ
пой намагниченной ленты [23.3]
силы способствует повышению плотности записываемых сигналов.
Считывание записанной информации производится по магнит-
ным полям рассеяния, возникшим после записи сигналов ва маг-
нитной лепте. Магнитная головка для считывания информации со-
стоит из сердечника с узким рабочим воздушным зазором и обмот-
кой. Напротив рабочего зазора имеется второй воздушный зазор,
который вследствие увеличения размагничивающего фактора пред-
отвращает остаточное намагничивание сердечника. Магнитные поля
рассеяния индуцируют в воспроизводящей головке напряжение, ко-
торое пропорционально числу витков обмотки и скорости изменения
магнитного потока рассеяния. Скорость изменения магнитного по-
тока зависит от относительной скорости перемещения магнитной
головки относительно неподвижной лен гы [24.1; 24.2; 24.3; 24.4]. Ка-
чество записи информации и ее воспроизведения определяется
297
главным образом качеством магнитной ленты и качеством сердеч-
ников магнитных головок
В настоящее время наибольшее распространение получили двух-
слойные магнитные ленты, состоящие из механически прочной осно-
вы и слоя магнитного лака. В качестве материала основы применя-
ют диацетилцеллюлозу, триацетилцеллюлозу, поливинилхлорид и
полиэтилептерефталат (лавсан).
Магнитный лак состоит из магнитного порошка, связующего ве-
щества, растворителя, пластификатора и различных добавок, кото-
рые способствуют смачиванию и разделению частиц порошка, а так-
же увеличивают электропроводность и уменьшают истираемость.
Магнитный лак приготовляют, смешивая и истирая компоненты в
шаровых мельницах. Наибольшее распространение получили маг-
нитные порошки с одноосной магнитной анизотропией формы —
игольчатые частицы гамма-оксида железа (у-БегОз) с отношением
длины к поперечному размеру 6 : 1 и диоксида хрома СгО2 с отноше-
нием длины к поперечному размеру 9: 1. Удлиненная форма этих
частиц близка к критическому размеру однодоменности. Частицы
являются монокристаллическими или состоят из небольшого числа
зерен с преимущественным распределением кристаллографических
осей низшего порядка или оси <110> в направлении удлинения час-
тицы. Но наличие пор и дефектов кристаллической решетки приво-
дит к тому, что процессы намагничивания и перемагничивания
обусловлены некогерентным вращением самопроизвольной намагни-
ченности, в том числе смещением доменных границ.
Процессы перемагничивания частиц зависят, кроме того, от
концентрации частиц. При обычной для магнитной ленты объемной
концентрации ~40% верхний предел однодоменности для малой
оси находится в интервале длин от 100 до 200 нм. Только при малых
(меньших 10%) концентрациях частиц y-Fe2O3 имеет место неза-
висимость коэрцитивной силы от их концентрации. Минимальный
размер однодоменности частиц гамма-оксида железа составляет
около 30 нм. Частицы y=Fe2O3 мепыпих размеров обладают супер-
парамагпитными свойствами, резко зависящими от температуры.
Магнитная одпооспая анизотропия частиц используется для гек-
стурования частиц при изготовлении магнитной ленты посредством
внешнего магнитного поля. Анизотропия формы частиц зависит от
их относительных размеров и самопроизвольной намагниченности,
поэтому температурная стабильность у-К'е20з при сравнительно
высокой температуре Кюри (948К) достаточно высокая Разрабо-
танные способы получения однородных частиц y-Fe2O3 обеспечива-
ют создание магнитных лент с достаточно однородными магнитны-
ми свойствами. Большое значение отношения коэрцитивной силы
к остаточной намагниченности порошков y-Fe2O3 исключает их
саморазмагничивание.
Порошки гамма-оксида железа получают окислением частиц
магнетита Fe3O4 при температуре ~530К. Диоксид хрома СгОз
298
получают нагреванием оксида хрома Сг2О3 при температуре 498—
773 К и высоком давлении.
Наиболее распространенный способ изготовления магнитных
лепт состоит в нанесении магнитного лака на готовую основу и в
создании магнитной ориентации частиц вдоль направления, в кото-
ром они будут намагничиваться при записи информации. Магнитная
ориентация — текстурование частиц—производится магнитным по-
лем соленоида, электромагнита или постоянного магнита при за-
твердевшем магнитном лаке. Затвердевание магнитного лака при
высушивании должно происходить в зоне наибольшего действия
магнитного поля с напряженностью около 100 кЛ/м. В этом случае
исключается дезориентация частиц в процессе затвердевания. При
магнитном текстуровапии частицы ориентируются так, что их ось
легкого намагничивания совпадает с направлением вектора индук-
ции магнитного поля. Это направление после затвердевания лака
становится осью легкого нам ai ничивания магнитной ленты. В маг-
нитных лентах, предназначенных для записи звука, и в лентах для
паклонпо-строчной видеозаписи ось легкого намагничивания долж-
на быть направлена вдоль самой ленты. В магнитных летах для
поперечно-строчной видеозаписи ось легкого намагничивания для
оптимальной записи изображения должна располагаться под углом
90° к направлению длины ленты. В лептах для поперечно-строчной
записи с целью достижения компромисса между качеством записи
изображения и звука применяют ориентацию оси легкого намагни-
чивания под углом 45° к длине ленты.
Магнитные свойства ленты зависят от магнитных свойств порош-
ка, условий перемешивания — истирания с пластификатором, объем-
ной концентрации порошка и степени ориентации частиц порошка в
магнитном лаке. Важнейшими магнитными свойствами магнитных
лент являются следующие.
Самопроизвольная намагниченность материала порошка Js, т. е.
магнитный момент порошка единичного объема, при 100%-ной его
плотности, определяется по намагниченности насыщения. Так как
100%-ной плотности порошка достичь трудно, с: мопроизвольная
намагниченность определяется по намагниченности насыщения весо-
вой едпнины порошка — по удельной самопроизвольной намагничен-
ности oR, причем
(24.1)
где р — плотность материала порошка.
Удельная самопроизвольная намагниченность может быть выра-
жена числом магнетонов Бора цн на молекулу материала магнитно-
го порошка по формуле
з8~лрв(Л/’/«-), (24.2)
где Л'/ц — количество молекул на 1 г, т. е. постоянная Авогадро,
Деленная на молярную массу. Для у—Fe2O3 значение п~ 2,5.
299
Таблица 24 1. Основные магнитные свойства некоторых порошковых материалов
Самопроизвольная намагни-
ченность не зависит от структур
ры ленты и от направления ее
намагничивания, если намагни-
чивающее поле достаточно для
достижения магнитного насыще-
ния. Намагниченность насыщения
магнитной лен гы зависит от кон-
центрации порошка в ленте:
J's—as(m/V'), (24.3)
где т — масса магнитного по-
рошка в объеме V лепты.
Остаточная намагниченность
//, начальная k„, максимальная
kmax и дифференциальная £лпф
восприимчивости, коэрцитивная
сила Нс, коэффициент прямо-
угольности К,,=!//]/ и коэффи-
циент выпуклости Кв = (jН)max :
зависят от дефектности
кристаллической структуры по-
рошка и его концентрации в маг-
нитной ленте. Объемная кон-
центрация порошка в магнитной
ленте
q _ У'п то т
V Ibd ?lbd ’
(24.4)
где V„ — объем порошка в объе-
ме V магнитного лака, a l,h,d —
линейные размеры ленты. В маг-
нитных лентах объемная концен-
трация колеблется в пределах
от 0,35 до 0,45.
В табл. 24.1 и 24.2 приведены
магнитные свойства некоторых
магнитных порошков и магнит-
ных лент. Порошки феррита-ко-
бальта обладают большей, чем
у-Ре20з, самопроизвольной на-
магниченностью, но из-за боль-
шой коэрцигивппй силы их ис-
пользование для магнитных леггг
ограничено.
300
Таблица 24.2. Магнитные свойства магнитных лент
Числовое значение
Характеристика, единица измерения тип 2 тип A2G01-6 для звуко- записи (V= -0,381 м/с) тип ТЛУ для видеоза писи (V—0,381 м/с)
Толщина магнитного лака, мкм 16 16 37—38
Ширина ленты, мм 6,25 6,25 50,8
Объемная концентрация порошка 0,36 0 36 —
Нама! ннченность насыщения, кА'м 115 115 115
Остаточная намагниченность, кА/м 64.5 63.7 60,4
Остаточный магнитный поток насыще- ния, нВб 8,1 8 —
Коэрцитивная сила по намагниченно- сти, кА/м 23,9 17,3 19,5
Коэрцитивная сила по остаточной на- магниченности, кА/м 28,4 22,3 —
Относительная начальная магнитная проницаемость 1,7 2,2 —
Относительная магнитная проницае- мость 2,8 3,4 —
Коэффициент прямоугольное™ 0,56 0,56 —
Коэффициент выпуклости 0.35 0,35 —
Относительное значение тока опти- мального высокочастотного подмагничи- вания 0 —3.5 —3,6
Относительная средняя чувствитель- ность 0 5,5 8
Неравномерность чувствительности в пределах рулона ±1,5 ±1,5 ±0,5
Относительная частотная характери- стика 0 7 10
Нелинейные искажения, % 2,3 2 2
Относительный уровень шума размаг- ниченной ленты, дБ - 66 —67 —
Относительный уровень шума паузы, дБ —63 —62 —58,5
Относительный уровень шума намаг- ниченности ленты. дБ —(41—35) —(36—30) —(34—29)
Относительный уровень копирэффек- та, дБ -50 —51 —58
Примечание. Значение оптимального тока высокочастотного подмагничивания
средней относительной чувствительности и относнтйяьной частотной характеристики взято
относительно ленты тина 2 (СТУ 220 X—62).
301
При частичном замещении в у-БсгОз ионов железа ионами,
кобальта магнитные свойства могут регулироваться как ио коэр-
цитивной силе, так и по другим магнитным параметрам. Металли-
ческие порошки обладают намного большей, чем у оксидов, само-
произвольной намагниченностью. Это позволяет значительно уве-
личить чувствительность магнитных лент для записи, а также
повышает эффективность считывания с магнитной лепты. Наивыс-
шей саглопроизвольпой намагниченностью при комнатной темпера-
туре обладают порошки сплава железа с кобальтом. Однако из-за
большой самопроизвольной намагниченности возникает сильное
взаимодействие между частицами, сопровождающееся значитель-
ной зависимостью коэрцитивной силы от объемной концентрации
порошка. При средних и больших концентрациях таких частиц их
одподомеппость нарушается. Зависимость проницаемости от дейст-
вующего поля становится нелинейной. Это затрудняет применение
металлических порошков для изготовления магнитных лепт. Одна-
ко возможности оптимизации сочетания магнитных и технологиче-
ских свойств металлических порошков для магнитных лент пока
изучены недостаточно.
Наиболее распространенным способом является магнитная за-
пись с высокочастотным подмагничиванием. Запись полезного
сигнала производится в процессе высокочастотного перемагничи-
вания магнитной ленты. Такое воздействие на магнитную лепту
обеспечивает увеличение чувствительности при записи. За относи-
тельное значение тока оптимального высокочастотного подмагни-
чивания принимают отношение оптимального тока для данной
ленты д’оит к оптимальному току типовой магнитной ленты (Опт.т,
выраженное в децибелах, причем ток записи устанавливается на
20 дБ меньше тока, соответствующего максимальному уровню
записи на типовой ленте (лепта типа 2).
Абсолютная чувствительность магнитной ленты определяется
формулой
ra(rt„)-( = h/Xax (//„), (24.5)
\ Cl /шах
где Фг — остаточный магнитный поток в лепте после воздействия
на ленту магнитным полем с напряженностью Н; цо— магнитная
постоянная; F— площадь сечения магнитного поля; S'max — макси-
мальная крутизна кривой намагничивания при одновременном воз-
действии высокочастотного подмагничивания; //п — амплитудное
значение подмагничивающего поля. Для магнитной лепты типа
A2601-R г„=0,7 Вб/(А/м). Имеются разработки магнитных ленте
с га до 2,5 Вб/(А/м).
С увеличением чувствительности лепт напряженности полей, не-
обходимые для записи, уменьшаются, что очень важно, особенно
для малогабаритных магнитофонов. Частотная характеристика
302
магнитной ленты определяется по разности отношений отдачи на
верхней граничной частоте испытываемой лепты и опорной магнит-
ной ленты. Частотная характеристика выражается в децибелах.
Верхняя граничная частота выбирается на линейном участке час-
тотной характеристики записи — воспроизведения, где ее крутизна
близка к 6 дБ/октава Частотная характеристика зависит от маг-
нитных свойств частиц и условий пол магпичивания.
За относительную среднюю чувствительность магнитной ленты
принимают величину
т]=201g (24.6)
где Uc и Ut — средине уровни выходных напряжений усилителя
воспроизведения магнитной записи испытуемой и типовой лент при
одинаковом токе записи и оптимальном токе высокочастотного под-
магничивания для каждой магнитной ленты.
Относительная частотная характеристика магнитной ленты (дБ)
выражается формулой
Af=201g-^- — 201g-b_ , (24.7)
^0 t о
где 17в и U0 — выходные напряжения усилителя воспроизведения
па высокой (граничной) и па низкой (опорной) частоте для испыту-
емой лепты; 17/ и (7,/— то же для типовой ленты.
Нелинейные искажения при записи па магнитную ленту зависят
от нелинейности кривой намагничивания, обусловленной процессом
намагничивания частиц магнитного лака. Из-за большой чувстви-
тельности па магнитной ленте наряду с полезными записываются
случайные сигналы. При воспроизведении записи сигналы от слу-
чайных полей рассеяния называют шумами. Шумы могут быть трех
видов: шум размагниченной ленты, шум паузы и модулирующий
шум. Шум размагниченной ленты обусловлен неполнотой размагни-
чивания. Этот вид шума для современных магнитных лент сравни-
тельно мал и составляет около 6 дБ при скорости 0,34 м/с и 55 дБ
при скорости 9,53-10-2 м/с.
Шум паузы обусловлен намагничиванием лепты при ее подмаг-
ничивании. Модулирующий шум обусловлен намагничиванием лен-
ты полем модуляционного тока.
Копирэффект обусловлен намагничиванием ленты магнитными
полями рассеяния примыкающих слоев магнитной ленты. При по-
вышенной коэрцитивной силе порошка копирэффект уменьшается.
Ослабить копирэффект можно, уменьшая примесность материала
порошка, толщину магнитного лака и объемную концентрацию по-
рошка в магнитном лаке.
303
§ 24.2. Магнитные материалы с большим
магнитооптическим контрастом
В 1972—1976 гг. были разработаны магнитные материалы с боль-
шим магнитооптическим контрастом, обусловленным большим yr-J
лом поворота плоскости поляризации и малым поглощением света.'
Эти материалы обладают высокой плотностью записи информации,
свойственной оптическим методам. Принципиально важной особен-
ностью таких материалов является возможность записи информа-
ции па доменной структуре, возможность голографической записи и
записи постоянно изменяющейся информации. На основе таких
материалов впервые были созданы управляемые транспаранты. Но
быстродействию и контрасту изображения такие транспаранты пре-
восходят все другие среды |24.7; 24.8].
Магнитные материалы для магнитооптической записи были раз-
работаны на основе ортоферритов следующих составов: DyFeO3,
YFeO.s, YFci хСоЛО3. Монокристаллы ортоферритов выращивались
бестигелыюй зонной плавкой с рациональным нагревом. Пластины
размером 0,05X15X10 мм3 вырезали перпендикулярно оптической
оси (под углом 50° к оси С в плоскости ВС). Монокристаллы орто-
ферригов выращивали со скоростью, обеспечивающей получение по-
вышенной и однородной коэрцитивной силы 320 А/м. При малых
значениях Н,- образуется полосатая доменная структура, непригод-
ная для записи информации. Для того чтобы доменная структура
была более чувствительна к локальным температурным воздействи-
ям, используют составы ортоферритов с пониженной температурой
Кюри, например YFeo.sCan.2O3, температура Кюри которого —200°С.
Домены в этих материалах могут принимать произвольную форму,
зависящую от характера внешних магнитных и тепловых воздей-
ствий. Доменная структура характеризуется значительной устой-
чивостью после снятия внешних полей.
С помощью локальных магнитных и тепловых полей произво-
дится запись дискретных символов, букв и цифр. Магнитная за-
пись производится с помощью перемещающегося контура или схе-
мы из петель проводников с током. Запись па DyFeO3 производит-
ся, например, петлей диаметром 300 мкм с током 1 Л при длитель-
ности импульса 10~7 с. В случае ортоферрита иттрия с большой
подвижностью доменных границ [10 м2/(с-А)] длительность им-
пульса может быть 10-7 с.
Интенсивность света, прошедшего через пластину ортоферрита
с антиотражающим покрытием,
Jj. =/оехр( -a/)[sin2(<£n>a 4 0г)4-Д], (24.8)
где /о — интенсивность падающего света; а=1/й коэффициент
оптического поглощения (для ортоферритов а~ 104 м-*, /==
=0,63 мкм); i — толщина пластины ортоферрита, фиа угол от-
клонения ориентации поляризатора и анализатора, соответствую-
304
ший погасанию проходящего света; Л —коэффициент максималь-
ного затухания в системе поляризатор — пластина ортоферрита —
анализатор (обычно Л—10~3); (-)F — угол поворота плоскости поля-
ризации. Знаки «+» и «—» характеризуют прохождение света через
домены с параллельной и антипараллельноп ориентацией самопро-
извольной намагниченности. При прохождении света через пластину
ортоферрита
0Е—2 — sin If— , (24.9)
Р \ 2 /
где F— удельное фарадеевское вращение; р -величина двулуче-
преломлепия. Для ортоферритов при Z,=0,063 мкм F—8-105 м
р=2,5-103 м и, как следует из (19.9), 01^4°. Если свет распростра-
няется вдоль оптической оси, то 0f = /7cosG при толщине пласти-
ны 50 мкм, 0г~25\
Максимальный контраст между доменами при Фп.я = 0г и опти-
ческом к. п. д. /+//,. —22% системы поляризатор—пластина орто-
феррита анализатор составит
Атах-/+/7.~600.
Результаты измерения Атах и оптического к. п. д. иа пластинах
ортоферрита DyFeOs без просветляющего покрытия толщиной
50 мкм, вырезанных перпендикулярно оптической оси, составляют
460 и 10% соответственно.
На ортоферритовых пластинах с помощью оптического луча ин-
формация может записываться, стираться и переписываться неогра-
ниченное число раз с хорошим качеством голограмм. При записи
информации с целью совмещения в плоскости поляризации опорно-
го и информационного лучей используют полуволновую пластинку
Z/2. Видимость инферренпиоиных полос, определяемая формулой
V = К cos 2
(Й - угол между направлением поляризации опорного и информа-
ционного лучей), достигает максимального значения. Голограммы
записывают па фотопластине «Микрат ВР» с помощью гслий-пеоно-
вого лазера типа Л Г-36. Магнитные материалы с большим магнито-
оптическим контрастом превосходят другие материалы, например
жидкие кристаллы, фотохромные материалы, сегнетоэлектрики, по
высокой скорости обработки информации (107—108 бит/с) в сочета-
нии с хорошим контрастом [24 13].
Вопросы и задачи
24.1. Перечислить основные виды магнитных сред для записи информации
24.2. Перечислить основные магнитные свойства магнитных лепт и дисков.
24.3. в чсм состоит процесс магнитной записи информации.
24.4. ] [еречислить особенности звуков и изображений.
24.5. Какова роль частных и предельной петель магнитного гистерезиса при
Магнитной записи?
305
24.6. Перечислить способы повышения плотности записи информации.
24.7. В чем состоит различие записывающей, считывающей и стирающей маг-
нитных головок?
24.8. Какие требования предъявляются к материалу сердечников магнитных
головок?
24.9. Перечислить основные магнитные свойства материалов для магнитоопти-
ческих транспарантов
Дополнительная литература
24.1. Вроблевский Л. А., Корольков В. Г. и др. Физические основы звукозаписи.
М„ 1970.
24 2. Спеченные материалы для электротехники и электроники. Справочник/
Под ред. Г. Г. Гнесина. М., 1981.
24.3. Вроблевский А. А. и др. Физические основы магнитной звукозаписи М
1970.
24.4. Мазо Я. А. Магнитная лента. М., 1963.
24.5. Аксенов В. А., Вычес А. И., Титлин М. В. Точная магнитная запись. М
1973.
24 6. Бургов В. JJ. Физика магнитной записи М., 1973.
24.7. Ми Ч. Физика магнитной записи. М, 1967.
24.8. Боголюбский В. А., Плетнев Л. П., Яковлев О. Н. Магнитная лента для
видеозаписи. Т-4403 (Т9)//Тсхника кино и телевидения. 1974. № 4. Вып. 69.
249. Белов К. П. Редкоземельные магнитные материалы//УФН. 1982. Т. 106.
Вып. 2.
24 10. Тикадзуми С. Физика ферромагнетизма М.: Мир, 1987.
24.11. Кринчик Г. С., Четкий М. В.//УФ. 1969. 28. 3; Балбашов А. //. и др.Ц
ПТЭ. 1975 3. 210—211.
24 12. Четкий М. В. и др //Квантовая электроника. М., 1978. Ns 5. С. 158.
24 13. Звездин А. К, Котов В. А. Магнитооптика тонких пленок. М 1988
С. 190.
ГЛАВА 25
МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ С ЦИЛИНДРИЧЕСКИМИ ДОМЕНАМИ
Цилиндрические магнитные домены (ЦМД) различных размеров
могут быть получены в тонких пленках магнитных материалов (рис.
25.1, а), ЦМД можно генерировать, передвигать, переключать, де-
тектировать и уничтожать с помощью схем из магнитомягких пле-
нок или токовых аппликаций, наносимых на поверхность ЦМД (рис.
25.2). На основе ЦМД создают запоминающие устройства (ЗУ),
которые сохраняют записанную информацию при отклонении пита-
ния, причем для этих ЗУ обеспечивается низкая стоимость при
хороших эксплуатационных характеристиках. Емкость отдельного
ЦМД-типа может достигать 105 бит при малом количестве внешних
соединений.
ЦМД-материалы удовлетворяют требованиям, предъявляемым к
устройствам записи и храпения информации:
а) информацию можно представить по принципу «наличия-от-
сутствия» изолированных ЦМД в определенных позициях или в ви-
де различных состояний областей намагниченности;
306
б) память обеспечивается способностью ЦМД существовать
длительное время при наличии внешнего постоянного магнитного
поля;
в) запись и стирание информации производятся локально;
Рис, 25.1. Цилиндрические магнитные домены в топкой магнитной пленке:
а — изолированные ЦМД, б — ЦМД решетка, Нг— внешнее магнитное поле сме-
щения, h — толщина пленки, d— размер ячейки
г) обеспечивается выборочная перезапись информации;
д) информацию можно считывать с ее разрушением или без
разрушения;
е) ЦМД можно использовать и для выполнения логических опе-
раций в сочетании с памятью.
Рис. 25.2. Доменопродвигающая Т1-структура, /7™ — вращающееся поле
ЦМД-устройства, обладающие хорошими характеристиками, вы-
годно отличаются от полупроводниковых устройств и устройств,
использующих обычную магнитную запись (диски, барабаны,
ленты). Исследование ЦМД-материалов и их техническое примене-
ние прогрессивно развиваются.
307
§ 25.1. Основные требования, предъявляемые к ЦМД-
материалам [25.1—25.4]
Самопроизвольная намагниченность цилиндрического магнитно-
го домена ориентирована перпендикулярно поверхности пленки.
Магнитостатическая энергия поля рассеяния для материала с само-
произвольной намагниченностью Д составляет на единичный объем
цо-Д. Такая ориентация самопроизвольной намагниченности может
быть обусловлена либо действием внешнего магнитного поля, либо
значительной магнитокристаллической анизотропией с осью легкого
намагничивания, перпендикулярной поверхности пленки- Ли>цоЛЛ
Отношение Кп/ (цоЛ2) называют фактором качества пленки и обо-
значают Q, так что в ЦМД-материалах Q>1.
«в -
о/
Чолтс
ЦНД
Эллиптическая
^^ецстойчийость
~Q5d a (id
Рис. 25.3. Полосовая доменная структура в отсутствие внешнего поля смещения
(а), зависимость диаметра ЦМД от поля смещения (б)
В ЦМД-материалах доменная структура имеет вид либо 11МД-
решетки (рйс. 25 1, б), либо полосовой структуры (рис. 25.3, а). Обе
доменные структуры (решетка и полосовая) в ЦМД-пленках хо-
рошего качества при отсутствии внешнего поля устойчивы. Для
создания устойчивости изолированных ЦМД необходимо прило-
жить постоянное внешнее поле—поле смещения Дв, которое долж-
но быть направлено параллельно самопроизвольной намагниченно-
сти пленки вне ЦМД. Поле смещения создаст в этом направлении
результирующую намагниченность. При уменьшении поля смеще-
ния изолированные домены растягиваются в полосовые. Это кри-
тическое поле называют полем эллиптической неустойчивости ЦМД.
При увеличении поля и достижения некоторого критического
значения ЦМД начинают исчезать (коллапсировать). Эю второе
критическое поле называют полем коллапсирования ЦМД (рис.
25.3, б). Устойчивость ЦМД зависит, кроме того, от соотношения
толшины пленки h, диаметра ЦМД и характеристической длины
1=у/К2 (рис. 25.4). Во многих случаях среднее значение поля сме-
щения //р~ 0,5 цпД В этом поле средний диаметр НМД й[мк.м] —
~4лД, где Js выражено в килогауссах, причем толщина пленки
должна быть несколько меньше d. Для каждой конструкции ЦМД'
устройства средний диаметр d ЦМД связан, кроме того, с пределе-
308
ным разрешением 1С0 литографии, используемой при изготовлении
устройства: для пермаллоевых АШ-структур d= 21Г'О; СД-структур
d~0,5 ЦМД-решетки <7~1 2 IVzq. Для оптической литографии
мкм. При использовании электронной и рентгеновской лито-
I рафии можно достигнуть IV с ~ 0,25 мкм. Перспективны разработки
ЦМД-материалов с d, приближающимся к 0,1 мкм.
Фактор качества Q определяет диа
пазон продвигающего поля Нхи. Нижняя
граница использования ЦМД соответст-
вует Н—2Нху'тЛг'. При слишком боль-
шом Q процесс зарождения ЦМД за-
труднен, поэтому верхняя граница ис-
пользования ЦМД соответствует Q =
= 2Qmin для каждого диаметра ЦМД.
Таким образом, магнитные парамет-
ры ЦМД-материала должны обеспечить
определенные значения среднего диамет-
ра ЦМД d и параметра Q. Среднее поле
смещения и средний диаметр ЦМД в
этом поле зависят от толщины пленки.
ЦМД-пленку называют тонкой, если h—
=41, где I — характеристическая длина
(/=y/Js2), у — плотность энергии домен-
ной границы.
Магнитный материал топкой
имеет характеристическую длину l=d/y.
При этом толщина пленки к—4д/у=
=(\5d. Толстой называют пленку при условии h —91. При этом
l=d!9 и h=d. Таким образом определяют значения характеристи-
ческой длины I и фактор качества Q. Эти значения I и Q обес-
печивают, подбирая материал с заданными значениями парамет-
анизотро-
Рис. 25.4. Зависимость
критических размеров
ЦМД от НИ
пленки
ров обменного взаимодействия А, копстанты одноосной
пии Ки, самопроизвольной намагниченности Js:
t=50 <Л|05/^10 -,)1/1
[А- Юз/(4л)]2
(см),
(25.1)
Q — 25
А-103Д4л)
(25.2)
Если использовать практически более удобные единицы, выразив
1 в мкм, А —в единицах 10~7 эрг/см, — в 104 эрг/см3, 4лЛ — в
Ю3 Гс, то
, л те 10 7 AH |O4} * .
4=0,016 —------------2-------- (МКМ),
(4л д 103)2
(25.3)
309
q 1 Ku-
(25.4)
(25.6)
(25.7)
4 (4n/r 103)2 ’
Л\-10‘ 4Q (4n/s • 103)2. (25.5)
Характеристическими величинами для ЦМД-пленок являются:
Q _ 16 (Ku-Ю4)7»
/(мкм) Л-10'/
Q Юз (4лК-ЮЗ)2
/2 (мкм) Л-10~7
Для магнитных материалов, разных по самопроизвольной намаг-
ниченности 4nJs, но мало различающихся по константе одноосной
анизотропии Ки и обменному параметру А, отношение Q/1 остается
постоянным. Такие состояния имеют место, например, в гранатах
при изменении распределения ионов железа по узлам кристаллине
ской решетки из-за флуктуаций температуры в процессе выращива-
ния пленки.
В настоящее время изучены четыре вида материалов для ЦМД-
пленок: ферриты-грапаты, ферриты-магнитоплюмбиты или гекса-
ферриты, аморфные пленки, ортоферриты.
§ 25.2. Ферриты-гранаты
Химическая формула ферритов гранатов
{RM[Fe|+](Fe33+)O12.
Как было уже отмечено, гранаты имеют кубическую структуру,
в которой редкоземельные ионы (РЗИ) и ионы Fe занимают пози-
ции трех типов между ионами кислорода- додекаэдрическую {R},
окруженную восемью атомами кислорода, которую занимают ионы
железа (Fe); октаэдрическую (Fe^+ ), окруженную шестью ионами
кислорода; тетраэдрическую (Fe), окруженную четырьмя ионами
кислорода. В одной формульной единице содержится три додекаэд-
ричсские, две октаэдрические, три тетраэдрические позиции. В каче-
стве замещающих немагнитных ионов обычно используют иттрий
Y3+ для РЗИ, галлий Ga3+, германий Ge4*-, алюминий А13+ и т. п.
для Fe3+. Когда применяют Ge4+ или Sr4+, для сохранения элсктро-
нейтралыюсти вводят в равном количестве ионы кальция Са2+. Так
как ион кальция Са2+ имеет больший ионный радиус, он занимает
додекаэдрическую позицию, вытесняя из нее РЗИ.
Постоянные кристаллических решеток гранатов зависят от РЗИ
и замещения Fe на Ga. Так, например, FuTiT^FesOij имеет почти такое
же значение постоянной решетки, как Y3Fef.O12 и Gid3Ca50i2 (ГГГ)-
I I Г является немагнитным и служит хорошей подложкой для эпи-
таксиального выращивания магнитных гранатовых ЦМД-плсноК.
В качестве подложек используют также SmlCa Oi2 (СГГ) и
310
Nd3CasO;2 (НГI ). Постоянные кристаллических подложек следую-
щие. ГП Л = 1,238 нм, Cl I-—1,243 нм, НГГ— 1,251 нм. Постоян-
ные решеток подложек должны нозможно меньше отличаться от по-
стоянных решеток ЦМД-пленок. В
альном росте возникают
большие напряжения и даже раз-
рыв пленок.
Ориентация и температурная
зависимость самопроизвольных
намагниченностей трех подрсше-
ток гранатов показаны на рис.
25.5. Результирующая самопроиз-
вольная намагниченность пленки
определяется алгебраической
суммой намагниченностей этих
трех подрешеток. Две подрешет-
ки (октаэдрическая и тетраэдри-
ческая) ионов железа антипа-
напряжения,
противном случае при эпитакси-
которые могут вызвать
[ран а т
Рис. 25.5. Ориентация самопроиз-
вольной намагниченности подрешеток
в гранатах и температурная зависи-
мость самопроизвольной намагничен-
ности падрешегок
раллельны друг другу, так что
они эквивалентны одной подре-
шетке (с намагниченностью, со-
ответствующей одному иону же-
леза на формульную единицу),
которая ориентирована аптипа-
раллельно подрешетке редкоземельных ионов.
Существует три состава гранатов, для которых постоянная ре-
шетка а близка к значению постоянных решетки ГГГ:
Smi.sLui.sFesO^, Tm2,IsFesOI2 и ЕиДтгРезО^. Гранатовые пленки
этих составов могут быть выращены на ГГГ-подложках. Их свойст-
ва приведены в табл. 25.1.
Таблица 25.1. Основные параметры гранатов прн комнатной температуре
Химсостав
1Л, AJcm А. 10—12Дж/м К, 10s Дж/м1
Smi 2LuI SFe50f2 1440 3,7 30
Smo,8sTm2 isFe50i2 1210 3,7 19
EuitoTm2.oFeoOi2 1060 3,7 12
Эги три состава гранатов пригодны для изготовления пленок
ЦМД с d= 0,54-0,6 мкм и Q>1. В случае применения оптической
литографии диаметр ЦМД надо увеличить до d = 3 мкм. Увеличения
Диаметра ЦМД добиваются, замещая ионы Fe на Ga. Для увеличе-
ния диаметра ЦМД необходимо уменьшить значение константы од-
ноосной анизотропии А'и, которая очень чувствительна к содержа-
нию редкоземельных ионов в гранатах. Главной составляющей К в
311
гранатах является ростовая анизотропия. Анизотропия, наводимая
напряжениями, возникающими при росте пленки, обычно мала.
Кристаллографическая анизотропия К| также очень мала (К1<^КИ).
Она составляет лишь малую кубическую добавку к одноосной ани-
зотропии К.
Для описания динамических свойств ЦМД необходимо ввести
два дополнительных параметра: гиромагнитное отношение у и
параметр затухания а. Гиромагнитное отношение определяет ско-
рость насыщения, т. е. значение скорости, которого может дости-
гать доменная граница при увеличении действующего поля, а
параметр затухания а в сочетании с параметром у определяют ско-
рость ЦМД ниже насыщения (при достаточно малых значениях
градиента поля смещения 7/ц). Изменение поля смещения Д//н на
диаметре ЦМД, равном d, может быть вычислено по формуле
A//b=^V/7b. При достаточно малом ЛЯв скорость движения ЦМД
может быть вычислена по формуле
г»= ~^-(дЦв—Г/-/tv X П"1 {25.8)
2 ( л 7 yJ |tt„l
где — — 1 , Нс коэрцитивное поле, S— индекс состоя-
« V ки
пия ЦМД. Первый член (25 8) выражает компоненту скорости в
направлении градиента поля смещения, второй перпендикуляр-
ную компоненту скорости, обусловленную гиротропным отклонени-
ем ЦМД с 5=0.
Динамические свойства ЦМД-материалов описываются также с
помощью параметра затухания
A' =ajg/y. (25.9)
Тогда подвижность доменной границы
р, =-t ]/дГ---------------------1/ ЛПО-^РГЛ^: |СМ,(С.Э)1.
X' » Ки Х'[10-'с-Э2] у Q
(25.10)
Основное влияние химического состава ЦМД-матернала на подвиж-
ность доменной границы проявляется через параметр затухания 7/,
так как величины Л и Q в пределах работоспособности ЦМД-плеп-
ки слабо зависят от химического состава материала. В гранатовых
пленках, содержащих ионы Gd, Y, La в 5-состояпии, для которых
7/=0,52 • 10 7 с- Э=, достигается максимальная подвижность домен-
ных границ.
Динамические свойства пленок ЦМД существенно зависят от их
коэрцитивной силы Нс. Так, скорость доменной границы
^7
2
ДЯ
(25.11)
312
При уменьшении ЛИ скорость монотонно уменьшается и при Д/7 ~
(у/4)^Д становится очень малой.
Однако опыт показывает, что I (МД не сдвинется с места, пока
д// ие превысит некоторое пороговое значение А// = А/7т)П> (у7л) Дс.
При этом скорость скачком принимает значение T’niin — —7— X
X ^ДА/П1;п—— >0. Таким образом, нужно различать статиче-
скую и динамическую коэрцитивности ЦМД, которые эквивалент-
ны различию статического и динамического трения в механических
системах.
Поскольку градиент поля изменяется при движении ЦМД вдоль
продвигающейся структуры, максимальная скорость ЦМД может
в несколько раз превышать его среднюю скорость. Средняя ско-
рость равна периоду Р продвигающей структуры, умноженному на
рабочую частоту. Типичное значение скорости ЦМД-гранатовых
пленок 1000 см/с при с!=5 мкм рабочей частоты устройства состав-
ляет примерно 100 кГц. При уменьшении диаметра до 0,5 мкм рабо
чая частота возрастает до I мГц. В типичной ЦМД-плепке Л=
—0,5 мкм, Д—64 кА/м, Q = 4, А ~ 3,10 Дж/м3, Д'и = 10'1 Дж/м3,
у = 25 104 см-А-С *; а=0,03. г/»1 мкм, 6И =0,05 мкм, цо~ 15 м/с,
Дв = 5 А/см.
При увеличении коэрцитивности пленки, обусловленной флукту-
ациями параметров вдоль пленки, продвигающееся поле увеличива-
ется, поэтому одной из технологических задач является получение
ЦМД-пленок с минимальной неоднородностью параметров.
§ 25.3. Ферриты-магнитоплюмбиты (гекса ферриты)
Гексаферриты в сравнении с гранатами обладают большими зна-
чениями самопроизвольной намагниченности 4n/s и одноосной кон-
стантой анизотропии К„, И, следовательно, в них могут быть полу-
чены ЦМД с размерами, меньшими 0,5 мкм.
Прототипом гексаферрита является феррит с составом
BaFel2Oi9- В этих материалах, так же как и в гранатах, с помощью
различных замещений компонентов, изменяя 4лД и /Сн, можно по-
лучать необходимые значения диаметра ЦМД d и фактора качест-
ва Q. Будучи магнитоодноосными, гексаферриты обеспечивают по-
лучение ЦМД благодаря кристаллографической анизотропии. Одна-
ко в настоящее время ЦМД-устройства па основе гексаферритов
еще не производят
Экспериментально установлено, что гексаферрит ы с различными
замещениями атомов характеризуются большим многообразием
структур, составов и магнитных свойств. Остаются пока нерешенны-
ми вопросы технологии выращивания монокристаллических пленок
313
этих материалов. Одной из основных трудностей является то, что
монокристаллы гексаферритов имеют тенденцию наибольшей ско-
рости роста в направлении, перпендикулярном оси с.
§ 25.4. Аморфные материалы
Пленки сплавов редкоземельных и переходных металлов
(R—Me), получаемые катодным распылением или вакуумным ис-
парением, будучи аморфными, обладают значениями самопроиз-
вольной намагниченности 4 л Л, конечной одноосной анизотропии
К и обменным параметром А, необходимым для образования ЦМД.
В таких пленках наблюдают ЦМД с размерами менее 0,1 мкм. Со-
став исследованных аморфных пленок можно описать формулой
[Ri-xMexJi-yZt,. Здесь R — редкоземельный элемент, например Gd,
Но, ТЬ или соответствующий немагнитный элемент, используемый
для замещения. Например, символ Me обозначает один из переход-
ных металлов (Мп, Fe, Со, Ni) и обозначает немагнитные элементы,
такие, как Мо, Си, Аи или Ст, которые вводят для обеспечения
большого различия магнитных свойств. Принципиальное отличие
аморфных пленок от ЦМД гранатов состоит в том, что они не моно-
кристаллические. Гранатовые пленки являются ионными, а аморф-
ные— металлическими. В то же время имеется аналогия между
аморфными и гранатовыми пленками: магнитная структура их ана-
логична— они ферримагнетики. Магнитные моменты редкоземель-
ных ионов ориентированы аптипараллельно относительно магнит-
ных моментов переходных металлов. Общим также для монокрис-
таллических гранатовых пленок и аморфных пленок является
резкая зависимость анизотропии от их изготовления. Наивысшие
достигнутые в системе аморфных GdCoM-пленок анизотропии со-
ставляют Q/^50. Это означает, что самые малые ЦМД-характе-
ристики Q^4 и й«0,15 мкм.
Таким образом, аморфные пленки обладают многими достоин-
ствами гранатов и, кроме того, одновременно имеют большие пре-
имущест ва и большие недостатки.
§ 25.5 Ортоферриты
Ортоферриты были первыми материалами, в которых впервые
были получены ЦМД. Ортоферриты описываются формулой RFeO.%
где R — редкоземельный элемент или иттрий. Кристаллическая ре-
шетка ортоферритов — искаженная решетка перовскита.
При нагревании ортоферрита выше температуры «переориента-
ции» ось легкого намагничивания поворачивается от направления
с-оси к направлению a-оси. Температура переориентации большин-
ства ортоферритов ниже комнатной, что обеспечивает нормальную
к поверхности пленки ориентацию оси легкого намагничивания, не-
обходимого для существования ЦМД. Основной недостаток орто-
311
ферритов как ЦМД-материала— очень малая самопроизвольная
намагниченность: 12 кА/см. При конечной анизотропии орто-
фсрриюв К =80 кДж/м3 получены очень большие значения Q и
ЦМД с диаметром 100 мкм. Ортоферриты являются слабыми фер-
ромагнетиками с небольшим углом разориентации намагниченно-
стей подрешеток. Результирующая самопроизвольная намагничен-
ность оказывается очень малой и не может быть увеличена каким-
либо замещением. Так как в смешанных ортоферритах, например
в Згпо.БбТЬолзРегОз, анизотропия уменьшается, то и диаметр ЦМД
уменьшается до cf = 20 мкм.
Таким образом, ЦМД-ортоферриты могут быть применены толь-
ко для таких случаев, где допустимы большие диаметры ЦМД.
§ 25.6. Способы изготовления ЦМД-пленок
Технологический процесс изготовления ЦМД-пленок состоит
в основном из следующих операций: 1) выращивание монокристал-
лов немагнитных Гранатов для подложек, 2) изготовление подло-
жек из массивных монокристаллов, 3) выращивание самих моно-
кристаллических ЦМД-пленок на подложках и 4) последующая об-
работка НМД-нленок (ионная имплантация для подавления ло-
кальных градиентов коэрцитивной силы и др.). Подложка должна
удовлетворять следующим требованиям: быть немагнитной, моно-
кристаллической, соответствующим образом кристаллографически
ориентированной, обладать малой электропроводностью и большой
теплопроводностью. Постоянная кристаллической решетки должна
соответствовать постоянной решетки выбранного состава ЦМД-
пленки. Экспериментально установлено, что всем этим требованиям
удовлетворяют немагнитные гранаты, в которых галлий Ga заме-
щает железо Fe.
Для получения подложек предварительно выращивают монокри-
сталлические гранаты (були) по метод у Чохралыкого.
По этому методу монокристаллический грапат диаметром около
5 см (буль) вытягивают из раствора — расплава. Раствор—расплав
находится и иридиевом тигле. Температуру расплава поддержива-
ют на уровне, немного меньшем температуры плавления. Гранат на-
ращивают па ориентированный затравочный кристалл, который
вводят в раствор—расплав па специальном стержне. Стержень с
кристаллом вращается и одновременно с заданной скоростью под-
нимается. При совпадении скоростей подъема стержня и роста крис-
талла может быть выращена буля постоянного диаметра.
Критическими параметрами, определяющими процесс роста
монокристалла, являются скорость роста, температура раствора—
расплава, скорость вращения, пополнение раствора—расплава
компонентами, наличие примесей, газовая атмосфера и диаметр
Тигля. При соблюдении всех условий получают практически без-
Дислокациоппые монокристаллы цилиндрической формы. В случае
315
невыполнения оптимальных условий рост монокристаллических
подложек сопровождается появлением всякого рода дефектов крис-
таллической решетки: образованием полостей, включений, напряже-
ний и дислокаций. Экспериментально найдены критические значе-
ния параметров: скорость роста 0,8—1,5 см/ч, температура раство-
ра—расплава — 1700°С, скорость вращения 20—25 об/мин,
атмосфера азота с 2% сухого кислорода Ог- Диаметр тигля дол-
жен превышать диаметр кристалла в два раза. Из раствора —рас-
плава массой И—12 кг могут быть выращены були массой 8—10 кг
с постоянным диаметром ~76 мм и длиной 20 25 см.
Торцы були обрабатывают шлифовкой и полируют. Затем моно-
кристаллический цилиндр ориентируют с точностью ±0,2° рентге-
новскими методами и разрезают алмазным диском. Дефекты на
пластинах, вызванные процессом резания, удаляют притиркой и по-
лировкой. Травлением пластинок в горячей фосфорной кислоте вы-
являют оставшиеся дефекты.
Разработано два основных метода выращивания ориентирован-
ных монокристаллических пленок па подложках. Это жидкофазная
эпитаксия (ЖФЭ) и газотранспортная эпитаксия (ГТЭ). ЖФЭ, в
свою очерет, имеет две разновидности: а) метод погружения и пе-
ренасыщения раствор—расплав содержащих гранат и' 6) метод ка-
чания платинового контейнера, содержащего раствор — расплав
граната. В этом случае обеспечивается периодический контакт
расплава с охлажденной подложкой, на которой вырастает моно-
кристаллическая гранатовая пленка.
Метод газотранспортной эпитаксии состоит в том, что компо-
ненты граната вводят в пространство печи, где помешены подлож-
ки при 1175—1180°С, в газообразном виде (обычно в виде галоид-
ных соединений) с помощью носителя, в качестве которого исполь-
зую! apron с добавкой определенного количества кислорода.
Наиболее эффективным оказался метод погружения (жидкофазная
эпитаксия). При этом методе подложки укрепляют в держателях па
стержне. Расплав содержит соответствующие оксиды образующих
гранат редкоземельных элементов, элементов, замещающих железо
(Ga, Ge и т. п.), вместе с РЬО и В2О3.
При условии превышения Fe2O3 над стехиометрическим составом
растет монокристалл граната. При малейшем понижении РегОз
получается ортоферрит. После первоначального прогревания ших-
ты при 1200°С в течение 4 ч температуру раствора—расплава не-
обходимо держать па 5—15°С ниже температуры ликвидуса. Затем
подогретую подложку опустить в зону роста в раствор—расплав и
одновременно создать вращение с частотой ы~-100 об/мип. Когда
толщина пленки достигает заданного значения Л, пластинки под-
нимают из раствора и приводят в очень быстрое вращение с
и>200 об/мин для удаления остатков .расплава на пленке. Пленку
с подложкой промывают в теплой разбавленной уксусной кислоте
и деионизованной воде, а затем подложки снимают с держателя.
316
§ 25.7. Перспектива развития ЦМД-материалов [25.4]
Для получения ЦМД с размерами, меньшими 0,5 мкм (это пре-
дельный размер в гранатах), необходимы материалы с большим
значением самопроизвольной намагниченности Л и константы од-
ноосной магнитной анизотропии Л'„. Так, для аморфных пленок из
сплава GdCollo уже получали Js, превышающие Д гранатов, по
пока не найден способ увеличения Кн, при котором можно
бы получить ЦМД с d = 0,3 мкм. Возможными
быть материалы типа гексаферритов.
было
могут
материалами
Рис.
ориентаций
нитных моментов в домен-
ной границе ЦМД с 5=0
Рис. 25.6 Структура доменной границы
ЦМД с 5=1: самопроизвольная намагни-
ченность разворачивается в границе про-
тив (а) и по (6) часовой стрелке
25 7. Распределение
спиновых маг-
Значителытая перспектива увеличения информационной плот-
ности состоит в использовании различных микромагпитных конфи-
гураций (состояний) в доменных границах. Наиболее простая мик-
рокопфигурация доменной границы приведена на рис. 25.6. Само-
произвольная намагниченность в доменной границе непрерывно
разворачивается по или против часовой стрелки и всегда направ-
лена по касательной к центральной линии доменной границы.
Если — угол между вектором намагниченности и произвольным
направлением в плоскости пленки, то при обходе ЦМД в обоих слу-
чаях этот угол изменится па 2л. Такая микромагнитная конфигура-
ция 5 характеризуется выражением
5 $-*•“!. (25.12)
т. е. общее число полных оборотов намагниченности в центре домен-
ной границы при обходе против часовой стрелки равно плюс еди-
нице.
Другое состояние, имеющее более широкую энергию при нали-
чии поля //пл в плоскости решетки, показано на рис. 25.7. Для этой
Конфигурации 5=0. Возникающие в этом случае переходные облас-
ти, связанные с вращением самопроизвольной намагниченности по
Углу ф в центре доменной границы, называют блоховскими линиями.
С блоховскими линиями связана дополнительная магнитостатиче-
ская энергия. Суммарная же энергия, состоящая из энергии обмен-
ной анизотропии и магнитостатической, окажется мепыпе, чем в
317
случае состояния cS=l. Это различие состояний показано па рис.
25.8, а, где доменная граница схематически разрезана и развернута.
Для конфигурации, показанной на рис .25.8, б, 5=1, но структура
блоховских линий здесь такова, что при их сближении разворот на-
магниченности исчезает. Такую пару блоховских линий называют
незакрученной. На рис. 25.9 приведена структура НМД-границы с
5=1/2. Если блоховская линия разбивается па две, как показано на
Рис. 258. Структура доменной границы ЦМД
с S = l:
а — блоховские линии разного знака; б — блохоа-
скис линии одного знака
линия
Рнс. 25 9. Схема образования
блоховской линии и блохов-
ской точки с .S’= 72 [25.4]
этом рисунке, то энергия магнитного поля рассеяния уменьшается.
Возникающая при этом переходная область в самой блоховской ли-
нии— так называемая блоховская точка. При наличии магнитного
поля в плоскости пленки блоховская точка перемещается в направ-
лении, где намагниченность блоховской линии направлена по на-
правлению внешнего поля. В этом случае ЦМД находится в проме-
жуточных состояниях с S между 0 и 1/2. Эги состояния могут быть
использованы для записи информации с большей плотностью, чем
запись на самих ЦМД, без использования блоховских точек.
Вопросы и задачи
25.1. В чем состоят условия устойчивости цилиндрического домена (ЦМД)’
25.2. Чем обусловлен диаметр ЦМД?
25.3. Чем обусловлена подвижность ЦМД?
25.4. Сопоставить магнитные свойства ЦМД-материалов (со структурой граната,
гсксафсррнта, ортоферрита аморфных)
25.5. Вычислить фактор качества Q. характеристическую длину и подвижность
для основных ЦМД-материалов.
25.6. Вычислить средний диаметр ЦМД для основных ЦМД материалов, Я-,я
двух толщин пленок. Использовать формулу'
7 = 254 (Q/4)'при h = 0,5d,
d -• 285 при h — 1,0rf.
25.7. Вычислить среднее поле смещения /7В для этих материалов двух тодш1”1
й=О,5д и Л=1,0й. Использовать формулу
77„ = 70 (QA)'ft/d при Л = 0,5rf,
318
/7В — 130(Q71)' */rf при ft=l,0d,
где Q — фактор качества [К/(2л/32)] А— обменный параметр.
25.8. Вычислить скорость движения МД по формуле
v =
Уо
2
(д„.—» /фДй
(УХНВ)
|"в|
где уо —плотность энергии доменной границы; Д//в — изменение поля смещения
на диаметре ЦМД; s — число оборотов вектора Js в центре ЦМД при полном
обходе вокруг ЦМД; у — гиромагнитное отношение.
Дополнительная литература
25.1. Боярченков М. А и др. Магнитные доменные логические и запоминающие
устройства. М, 1978.
25.2 О’Делл Т. Магнитные домены высокой подвижности. М, 1978
25.3 Бобек Э., Делла Торре Э. Цилиндрические магнитные домены. М., 1977.
25.4. Эшенфельдер А. Финика и техника цилиндрических магнитных доменов
М„ 1983.
25.5. Барьяхтар В. Г. и др.ЦУФН. 1977. Т. 121. С 563
25.6. Раев В. К., Ходенков Г. Е. Цилиндрические магнитные домены в элемен-
тах вычислительной техники, М, 1981.
25.7. Балбашов А. М., Червоненкис А. Д. Магнитные материалы для микро-
электроники. М., 1979.
ГЛАВА 26
АМОРФНЫЕ МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
Разработки в области магнитных материалов обеспечили повыше-
ние качества многих изделий, таких, как магнитные экраны, голов-
ки .магнитозаписывающих устройств, сердечников для малогаба-
ритных трансформаторов, магнитных усилителей. Применение
аморфных магнитных материалов ограничено температурой, разру-
шающей аморфное состояние в результате кристаллизации.
§ 26.1. Структура аморфных магнитных материалов
Структура аморфных магнитных (и немагнитных) материалов
характеризуется отсутствием у вещества в аморфном состоянии
строгой периодичности, присущей кристаллическому состоянию в
расположении атомов, ионов, .молекул па протяжении сотен и тысяч
периодов (параметров кристаллической решетки). Так называемый
Дальний порядок отсутствует. А па меньших протяженностях может
иметь место как упорядоченное расположение, так и разупорядочен-
ность. На рис. 26.1 схематически показаны упорядоченное располо-
жение атомов двухатомных молекул в кристаллической решетке и
основные виды беспорядка атомов и двухатомных молекул в аморф-
ном (некристаллическом) твердом теле.
319
Наличием ближнего порядка обусловлена зонная структура
электронов аморфного состояния, близкая к зонной структуре кри-
сталлического состояния. По многочисленные нарушения идеальной
кристаллической решетки приводят к размытию разрешенных зон
и к образованию флуктуационных уровней в запрещенной зоне.
Рис. 26 1. Виды беспорядка одно- и двухатомных решеток:
а — одноатомная упорядоченная структура: б одноатомная разупорядоченлая структура:
в цитологический беспорядок; г двухатомный химический порядок; в — днухаюмный
беспорядок; е — топологический химический беспорядок; ж — двухатомный химический
беспорядок; з двухатомный беспорядок химических связей; и двухатомный топологи-
ческий беспорядок
Могут возникнуть строго локализованные электронные состояния,
которые будут перемещаться только «прыжками», получая энергию
от тепловых колебаний атомов. Локализованные состояния характе-
ризуются малой плотностью состояния g(E). Энергия локализован-
ных jfc и делокализованных Ev состоянии играет роль разрешенных
и запрещенных зон. называемых порогами проводимости. В аморф’
пых магнитных материалах, как и в кристаллических, ввозят поня-
тие энергии Ферми Ер. Электропроводность о зависит от располо»е‘
320
иия относительно порогов подвижности. При энергии Еу, находя-
щейся вне полосы локализованных состояний, ст слабо зависит от
температуры — это металлическая проводимость. Если же Еу нахо-
дится внутри полосы, о экспоненциально зависит от температуры
аморфной полупроводимости. При низких температурах термодина-
мические свойства аморфных магнитных материалов определяются
не только длинноволновыми фопонами, но и локализованными двух-
уровневыми образованиями, возбуждение которых происходит за
счет туннелирования атомов из одной позиции в другую.
Ферромагнетик
Ферримагнетик
I
I
Т
Рис 26 2 Ферромагнит-
ное упорядочение при
беспорядочно располо-
женных атомах аморф
него ферромагнетика
Рчс 26.3. Антиферро-
магнитное упорядоче-
ние при беспорядочно
расположенных ато-
мах аморфного аити-
ферромагнстика
В аморфных магнитных материалах, как и в кристаллических
магнитных материалах, всегда существует определенный порядок
магнитных моментов электронов, обусловливающий магнитоупоря-
доченное состояние — самопроизвольную намагниченность (рис.
26.2, 26.3).
Аморфные магнитные материалы можно рассматривать как пе-
реохлажденную жидкость с очень высоким коэффициентом вязкости.
При низких температурах термодинамически устойчиво кристал-
лическое состояние Время кристаллизации может оказаться боль-
шим, чем время охлаждения, и упорядочения частиц не произойдет.
Примесные атомы затрудняют прочие упорядочения и тем самым
обеспечивают получение аморфных состояний.
Ч - -Мишин Д. Д. 321
§ 26.2. Способы получения аморфных магнитных материалов
Получение аморфных магнитных материалов сводится к получе-
нию вещест ва, находящегося в твердом виде, ио в неравновесном
состоянии, при котором дальний порядок частиц (атомов, ионов
и т. д.) отсутствует. Разработано несколько различных методов по-
лучения аморфных магнитных материалов.
1. Сверхбыстрое охлаждение металлического расплава (ско-
рость охлаждения обычно более 10® К/с). Сверхбыстрый отвод
теплоты достигается за счет большой теплопроводности массивных
металлических тел (плит, барабанов), па которые выдавливается
струя расплава.
2. Расплющивание капли расплава между охлаждаемыми ме-
таллическими наковальнями. При этом получают аморфную фольгу
с диаметром частиц 15—25 нм и толщиной 40—70 мк м.
3. Охлаждение струи расплава на вращающемся барабане (дис-
ко). Таким методом получают аморфную проволоку. В процессе
аморфизации примесные, легирующие элементы замедляют процесс
диффузии и тем самым способствуют аморфизации. Так, например,
при составе 80% металлов (Мп, Fe, Со, Ni и др.) и около 20%
поливалентных неметаллов (В, С, N, S, Р и др) аморфизация до-
стигается при малых (i Зычных) скоростях, при которых затверде-
вают расплавы. Многокомпонентные (силыюлегированные) систе-
мы — металлические и полупроводниковые также могут быть
получены в аморфном состоянии при обычных скоростях охлажде-
ния расплавов.
4. Вакуумное напыление вещества на холодную подложку.
5. Плаз ценное напыление.
6. Электролиз.
7. Катодное распыление.
§ 26.3. Магнитомягкие аморфные материалы
Отсутствие дальнего порядка в расположении атомов в аморф-
ном состоянии приводит к изотропии магнитных свойств. Наиболее
подробно исследованы мягнитомягкие материалы с химическим со-
ставом Мя-190, где М — один или несколько переходных металлов,
например железо, кобальт, никель, марганец, гадолиний; Т -ме-
таллоидные элементы — фосфор, сера, кремний, бпр, углерод.
В качестве М-компоненты используют химический состав извест-
ных сплавов, например, железоникелевых. Аморфные магнит омягкие
материалы не имеют междомепиых i рапиц. Это обусловливает по-
вышение твердости, прочности коррозионной стойкости аморфных
материалов. Удельные электросопротивления магнитных аморфных
материалов в 3—5 раз больше, чем у кристаллических, они прибли-
жаются к удельному сопротивлению расплавов. Земпературпый ко-
эффициент элекпргхюпрот явления примерно в 16 раз ниже, чем I
322
кристаллических магнитных материалов. А и некоторых темпера-
турных интервалах температурный коэффициент электросопротив-
ления может быть отрицательным. Температурная граница аморф-
ного состояния часто совпадает с температурой Кюри. Наличие в
магнитных материалах металлоидных элементов существенно сни-
жает самопроизвольную намагниченность. В табл. 26.1 приведены
основные свойства ленточных аморфных магнитомягких материа-
лов [26.7].
Таблица 26 1. Основные магнитные свойства ленточных аморфных материалов
Марка Проницаемость "с А/и Вг. Та Вг/В при различных значениях //, А/м Условия обработки
на- чаль- ная макси- мальная 8 800
71КНСР 81КСР-А 24КСР 10IICP 94ЖСР-А 44ПМР-Л 5 000 20 000 6 500 30 000 12 000 290 000 370 000 12 000 750 000 1,2 0,8 1.G 0,4 10,0 0,15 8,0 6,4 4,7 8,0 0,56 0,50 1,50 1,35 1,25 1,60 1,60 0,88 0,88 0.81 0,65 0,72 0,47 0,50 0,10 0,90 0,90 0,42 0,70 0,68 Закаленное состояние Термообработка в ва- кууме Закаленное состояние Отпуск в вак) уме при 300пС в течение 1,5 ч Термообработка в по- геречпо*! магнитном по- ле Термообработка в про- дольном магнитном поле Термообработка в про- дольном магнитном поле Закаленное состояние Отпуск в продольном поле /7=800 А/м при 365Х в течение 2 ч, охлаждением до 100сС со скоростью 15 К/мнн Закалка из расплава Отпуск в продольном поле 800 А/м при 355°С в течение 2 ч охлажде- нием до 100°С со ско- ростью 15 К/мин
§ 26.4. Мягнитотвердые аморфные материалы
Аморфные магпитотвердные материалы получают при различ-
ных химических составах. При быстром охлаждении расплава си-
стемы Fe Со—V получают высококоэрцитивное состояние без пред-
варительной холодной деформации. Коэрцитивная сила этого спла-
ва с 14% V после отпуска достигнет 48 кА/м, а в сплаве с 20% V —
8кА/м. Очень высокие значения коэрцитивной силы, порядка
1-104 получают па материалах в виде тонких аморфных пленок в
направлении, перпендикулярном плоскости пленки, при химических
составах железо — гадолиний, железо — тербий, кобальт — гадоли-
ний, кобальт — гадолиний, кобальт—медь, самарий. Такие пленки
применяют как материалы для термомагнитной записи информации.
Перспективным является применение аморфных состояний по-
рошков и поверхностей магнитомягких и магпитотвердых материа-
лов. Аморфные слои па поверхностях хрупких магнитотвердых ма-
териалов типа ЮНДК и РЗМ Fe—Со могут быть созданы обработ-
кой сканирующим лучом лазера. При достаточной мощности
лазерного луча происходит быстрое оплавление и затвердевание
поверхностного слоя толщиной около 1 мкм. Таким образом, полу-
ченный слой имеет повышенную твердость, прочность, коррозион-
ную стойкость и может служить защитной пленкой от механических
и химический воздействий.
Вопросы и задачи
26.1. В чем различие между кристаллическими и аморфными магнитными ма-
териалами?
26.2. Основные преимущества аморфных магнитных материалов.
26.3. Чем объясняется большое в сравнении с металлами удельное электрическое
сопротивление аморфных магнитных материалов?
26.4. Чем объясняется слабая в сравнении с металлами зависимость удельного
электросопротивления аморфных магнитных материалов?
26.5. Перечислить основные способы получения аморфных магнитных материа-
лов.
26.6. Вычислить глубину проникновения переменного магнитного поля в аморф-
ную ленту сплава марки 24 КСР (р-1,25 мкО.м-м, ц—1500) при частоте поля
1000 Гц. Использовать формулу S= I 2р/(<оц).
26.7. Найти зависимость глубины проникновения переменного магнитного поля
в аморфную ленту сплава марки 10 НСР от частоты перемагничивания (р=
1,3 мкОм-м, ц=4000) в диапазоне 1000—10 000 Гц.
26.8. Вычислить потери на вихревые токн при перемагничивании аморфной леп-
ты сплава 10 НСР в диапазоне частот 1000—10 000 Гц и в диапазоне макси-
мальных индукций Втах=0,1—1,2 Тл. Использовать формулы:
„ S2 / d/ \
“ = — I 1 , J = Jinax COS , Вщах — Pt/inax-
8р \ at )
Дополнительная литература
26 1. Хандрик К., Кобе С. Аморфные ферро ферримагнетики. И, 1982 ' J
2 6.2. Петраковский Т. А. Аморфные магнстики//УФН 1981. Т. 134 В. 2 С. ЗОЯ
26.3. Вонсовский В., Туров Е. А. Металлические стекла и аморфный магнетит*'#
Изв. АН СССР Серия Физика. 1978 Т. 42. № 8. С 1570. ]
26 4. Аморфные полупроводники/Под род bpodi ки: Пер. с англ М. 1982.
26 5. Белов К. П. и др. Ориентационные переходы в редкоземельных магни-
тах. М , 1979
26 6: Магнетизм аморфных систсм/Под ред. //. Н. Сироты. М 1981.
26 7. Смирнов В. В.. Фролов В. В. Аморфные магнитные материалы. Справоч-
ник по электротехническим материалам Л.. 1988. Т. 3.
Приложения
Таблица П.1. Государственные стандарты на магнитные материалы, термины,
определения; магнитные единицы и методы измерений
гост
Название
9867—61
10160—75
10983—75
11082—64
12635—67
12636—67
12637—67
13596—68
13601—68
13601—68
14208—77
15058—69
6862 -71
51164—71
17809—72
3836 73
18614—73
19197—73
19693—74
21427 0—75
8.268—77
8 377—80
12119 -80
17809 -72
Международная система единиц (СИ) (магнитные и электриче-
ские единицы)
Сплавы прецизионные магнитомягкие Технические условия
Сердечники карбонильные броневые радиотехнические
Сердечники ферритовые для антенн радиовещательных приемни-
ков
Материалы магнитомягкие высокочастотные. Методы испытаний
в диапазоне частот от 10 кГц до 1 МГц
Материалы магнитомягкие высокочастотные Методы испытаний
в диапазоне частот от 1 до 200 МГц
Материалы магнитомягкие высокочастотные Методы испытаний
в диапазоне частот от 200 до 2000 МГц
Магниты металлокерамические постоянные
Методы определения статических магнитных характеристик об-
разцов
Материалы магнитотвердые литые. Методы определения статиче-
ских магнитных характеристик образцов
Сердечники кольцевые из маргапеццинковых ферритов для уст-
ройств широкого применения
Материалы магнитомягкие Методы испытания в постоянных по-
лях
Прутки из легированной магнитотверлой стали
Лента холоднокатаная из железоникелевого сплава марки 79НМ
с высокой магнитной проницаемостью
Материалы магнитотвердыс литые. Марки и технические требо-
вания
Сталь элекротехническая нелегированиая тонколистовая и ленты
Сердечники Ш-образные из ферритов. Конструкция и размеры
Сердечники броневые из ферритов Конструкция и размеры
Материалы магнитные. Термины н определения
Сталь электротехническая тонколистовая. Классификация и марки
Методика выполнения ндмереннй при определении статических
магнитных характеристик магнитотвердых материалов
Материалы магнитомягкие. Методика выполнения измерений прн
определении статических магнитных характеристик
Сталь электротехническая Методы определения магнитных н
электрических свойств
Материалы магнитотвердые литые. Марки и технические требо-
вания
325
Продолжение табл. П.1
гост
Название
21559—76 Материалы магнитотвердые спеченные. Марки, технические тре-
бования и методы контроля
24936___81 Магниты постоянные литые для электротехнических изделий.
Общие технические условия
24897—81 Материалы магнит отвердые деформируемые. Марки и техниче-
ские требования
21427.1— 75 Сталь электротехническая холоднокатаная анизотропная
21427.2— 75 Сталь электротехническая
21427.3— 75 Сталь электротехническая
11036—75 Сталь сортовая электротехническая нелегированная
22187—76 Изделия из ферритов и магнитодиэлектриков. Классификация
и система обозначений
16541—76 Сердечники кольцевые из магнитомягких ферритов Основные
размеры
8303—76 Лепты магнитные. Основные размеры. Методы измерений
19726—74 Сердечники стержневые п трубчатые из ферритов. Конструкция
и размеры
22412—77 Трансформаторы силовые на кольцевых магнитопроводах. Мето-
ды расчета
Таблица П.2. Наименование и обозначение физических величин и единиц по
Международной системе единиц (СИ) в соответствии с ГОСТ 9867—61
1 П.2.31
Величина Единица
обозначение ибо-
наимсноаанне значе- наименование международ-] ине русское ное
Основные единицы
Длина / метр м m
Масса m килограмм кг kg
Время 1. секунда с s
Сила электрического тока т 1 ампер Л л
Термодинамическая тем- Т кельвин К К
пература Кельвина Сила света I кандела кд cd
Дополнительные единицы
Плоский угол
Телесный угол
326
Ф радиан
а
е
Q стерадиан
рад
ср
rad
sr
Продолжение табл. П.2
Величина Единица
наименование обо- значе- ние наименование обозначение
русское международ- ное
Площадь Производные единицы S квадратный метр м2 т2
Объем, вместимость V кубический метр м’ т3
Плотность Р килограмм иа кг/м’ kg/m3
Скорость V кубический метр метр в секунду м/с m/s
Угловая скорость W радиан в секунду рад/с rad/s
Сила; сила тяжести (вес) F ньютон Н N
Давление f. Р Р паскаль Па Pa
Нормальное механическое О »
напряжение
Работа; энергия; количе- А джоуль Дж J
ство теплоты Мощность IF Р ватт Вг w
Тепловой поток Ф ватт Вг w
Количество электричества, Q кулон Кл c
электрический заряд
Напряжение электриче Е вольт В V
ского поля, электрический е
потенциал, разность элек- трических потенциалов, электродвижущая сила
Электрическое сопротив- к ом Ом Q
лен не
Электрическая проводи- Е сименс См S
мость
Электрическая емкость С фарад Ф F
Магнитный поток Ф вебер Вб Wb
Индуктивность, взаимная L генри Ги H
индуктивность Удельная теплоемкость м с джоуль на кило- Дж/(кг-К) J/(kg K)
Теплопроводность 1 rpajwM-кельвин ватт на метр- Вт/(м-К) W/(m-K)
Световой поток ф кельвин люмен лм Im
Яркость в кандела иа квад- кд/м2 cd/m2
Освещенном ь Е ратный метр люкс лк lx
327
Таблица П.З. Множители и приставки для образования десятичных кратных
и дольных единиц и их наименований
Множ и тсль, на который умножа егся еди- ница Приставка Обозначение Множи- тель, на который умножа- ется еди- ница Приставка Обозначение
русское междуна- родное русское междуна- родное
10,г тера т т 10 2 (сайта) С С
103 гига 1 С 10 3 МИЛЛИ м III
106 мега м м 10 6 микро мк 11
10’ кило к к 10 3 наио и п
102 (гекто) г h 10 -*2 ПИКО п р
10* (дека) да da 10 15 фемто ф f
10-' (деци) Д d 10 18 атто а а
Прим е ч а н и е. В скобках указаны приставки. которые допускается примени и.
только в наименованиях кратных и дольных единиц, уже получивших широкое рлсиро-
сгранение (например, гектар, декалитр, дециметр, сатиметр).
Таблица ПА. Магнитные и электрические единицы в системах единиц СГСМ,
СГСЭ, СГС н СИ
Наименование единицы величины
в системах (обозначение)
Наименование величины
СГСМ, СГСЭ. СГС СИ
Напряженность маг 11 эрстед (Э) ампер на 103/(4л)
нитного ПОЛЯ Магнитодвижущая си- F гильберт (Гб) метр (А/м) ампер (А) 10/(4 л)
ла Магнитная индукция В гаусс (Гс) тесла (Тл) 10 1
Магнитный поток Ф максвелл (Мкс) вебер (Вб) 10 8
Магнит ный полюс о Наименования вебер (Вб) 1,257-10~;
Магнитный момент pm нс имеет То же (АХ*"2) 10 5
Магнитный потенциал фт гильберт (Гб) ампер (А) 7,98-10-'
Намагниченность (век- J Наименования (А/м) 10 3
тор намагничения) Магнитная постоянная Цс не имеет (Гс) Наименования 1 и/м 4л-Ю-7
Абсолютная магнитная )1п нс имеет Наименования не Г н/м 4 л Ю-7
проницаемость Магнитная пронпцае мость (относительная) в имеет; отвлеченная единица в системах СГС VI и СГСЭ 11аимепованпя не имеет; отвлеченная 1
единица в системах
СГСМ, СГСЭ, СИ
328
П родолжение табл. П 4
Наименование величины Буквенное обозначение Наименование единицы величины в системах (обозначение.) Коэффициент, на который следует умножить значения н единицах СГСМ, СГС, СГСЭ, чтобы получить значение и единицах СИ
СГС.М. СГСЭ. СГС СИ
Магнитная восприим- чивое! ь ^хп. Наименования не имеет; отвлеченная единица в системах СГСМ, СПСЭ, СИ 4 л
Удельная магнитная восприимчивость ^Ст Наименования не имеет; (1/см3) (1/м3) 4л/103
Магнитное сопротивле- ние Г т Наименования не имеет (Гб/Мкс) (А/Вб) 107 (4 л)
Магнитная проводи- мость Ягл Наименования не имеет (Мкс/Гб) (Вб/А) 4л-10
Коэффициент размаг- ничивания Л' Наименования не имеет; отвлеченная единица 1/4
Магнитная энергия г эрг (эрг) джоуль (Дж) ю-7
Объемная плотность U" (эрг/см3) (Дж/м3) ю-‘
магнитной энергии
Энергетическое про- вн » » io-1
взведение
Константа анизотро- к 2> » 10-1
пни
Магнитостатическая Ет » » 10-1
энергия
1 Суммарные потери на персмагннченпе Р Наименования не имеет (эрг/с) (Вт) 10 7
Удельные потери на перемагниченне Р Наименования не имеет (эрг/с) (Вт/кг) 10-‘
i Сопротивление потерь 6 Наименования нс имеет; отвлеченная единица 10-»
1 Тангенс угла потерь tg б То же 1
329
Таблица П.5, Размерности магнитных и электрических величии
Величина Обозна- чение Формула определения Формула размерности Единица
СИ СГС си СГС СИ СГС
Сила тока ! / 2arF
I 1 ~ 1 РоР/ /=Q/r I L3/2M,/2T-2 ампер (A) —
Электрическое сопро- тивление R L’MT-’I-2 L-'T ом (Ом) —
Удельное электриче- ское сопротивление Р P=W р F L3MT~2I~2 T ом-метр —
Магнитная индукция (плотность магнитного В в = —— и B = —— ll MT-2!-1 L-‘/2Ml/5T-l тесла (Тл) гаусс (Гс)
потока)
Магнитный поток Ф Ф — BS L2MT-’I~‘ L’/2M1/2T-> вебер (Вб) максвелл
Напряженность маг- нитного поля Н И н~-?- H = ~ И L-4 L-i/sjvv/2?-1 ампер на метр (Л/м) iMkc) эрстед (Э)
Магнитодвижущая си- ла (циркуляция напря- женности магнитного по- ля) F Л = £ НА1 /=•=-— x c X § H dl I Li/sM1/2?-1 А гильберт (Гб)
Индуктивность и вза- имная индуктивность L I L сФ Г ~ L’MT-’I-» L геири (Гн) сантиметр (см)
Et c-iEi
Намагниченность J dl/dt dl/dt L-4 L-'/’M>.’’T-’ ампер на
Абсолютная магнитная проницаемость Ра ga = Hog J = Pm/V LMT-2!-2 I метр (А/м) генри на метр (Гн/м) —
Магнитная восприим- чивость ь k — I 1
fig// km~ H
Таблица П.6. Основные формулы электродинамики в системах СИ и СП
Продолжение табл. П.6
Наименование
сгс
Ларморовский радиус
Напряженность магнитно-
го поля
Циркуляция вектора на-
пряженности магнитного
поля
Ротор вектора напряжен-
ности
Граничные условия для
векторт напряженности
Зависимость индукции от
напряженности поля
Связь проницаемости с
восприимчивостью
Работа, совершаемая маг-
нитным полем при переме-
щении проводника с током
Возникновение электро-
движущей силы индукции
при изменении магнитного
потока
Закон преобразования
магнитного поля
Магнитный поток контура
с током
Индукт игнос । ь соленои-
да
Время установления тока
Магнитная энергия тока
v mv mev
ш 1е| В 1е| В
Н = —-1 К Н = В—4л1
j Н dl = I <f Г
rot Н = j с
[пН2] [nBd = 1 [пН:] - [nllj = — i С
в = у-г^Н В^р.н
[Л = 1 + Л1П 1 +4ЯЛ1П
= I (ф2 — Ф1) -Л 12 — — № — $1) с
<рИЬД ® de ®инд_ 1 ^ф с dt
В' = В — еор, | гЕ]
Ф-- LI
= I
х -= L1R
Объемная плотность маг-
нитной энергии
В' = В - —[vE]
с
ф- —
с
4a:,u/V ’S
= I
х - ВЦс'-К)
=Л У У
2с~ **
W п = ---,и№ =
8л
। ,, В*
=-----НВ--------1
8л 8лр.
Сила, действующая на
границе двух магнетиков,
когда магнитное поле пер-
пендикулярно границе раз-
дела магнетиков
— НВ =----------
2 2,aUlu
SB’I 1 1
2,“0 \ Р2 н
332
Продолжение табл. П.6
Наименование gg
СИ - СГС
Сила, действующая на гра-
нице двух ма1 нетнков, ког-
да магнитное поле парал-
лельно границе раздела маг-
нетиков
Натяжение и давление,
отношение к единице пло
щади
г = (Р1-М) =
S /
2Р0 Р1 Р2 /
РоР^2
;_р-------------— .
НВ Bi
2 2;x0p.
Основные уравнения тер-
модинамики магнетиков
1>Q=df/-tfdB
F — S R_ <Р1 “ Р2) =
оЛ
Л-l Е1
8л \ |АГ |Л2 )
„ “Н2
Т = р = 2----=
* 8л
НВ В'2
8л 8 л и.
bQ = dU — — Н dB
4 л
&U = Т dS + И dB
dU=T dS + —н&в
4л
d<D=— SdF +НАВ
6Ф = - SdT + — H dB
4л
d<I>= — SdT-BdH
d4>=—SdT — — В dH
4л
dl = TdS -BdH
dl=TdS = — BdH
4л
Свободная энергия маг-
нетиков
Внутренняя энергия маг-
нетиков
Изменение температуры
при перемагничении
I иромагнитное отношение
В*
4 “ 2РРо +’Гр
7 A+r_^W£2+
V дТ ) 2
+ ^(Т, т)
dr = _2^_^LdB
'in
Y^ —
РоР’^и dr
е
'2m
B2
r / du. \ Hi
Г =. I u -p T---
V дТ } 8л
+ ис(Т, т)
dr = —^--^-dB
p4 dr
Pm
Y = 7T
2mc
Квантование магнитного
момента
Уравнения Максвелла:
в интегральной форме
efl
/’m = ~7Т" п
Z 71
<f (Н dl) =
L
eh
j (H dl) =
t
dD\
dl .
d5
i (D d5). = 4n p dt’
333
Продолжение табл. П.6
Наименование
СИ
СГС
1 (О dS) = f р dt, $ f (BdS) = 0 J (B ds) = 0 s
в дифференциальной форме до rot H - - J + —т— ot дВ . 4л 1 dO rot = — _/+• - с c dt . r. 1 dB rot E — c dt div D — 4np d i v В = 0
rot£- dt d iv О — p div В 0
Граничные условия D’n — Dln ~ ° Bln = B-2n £» = [пП2]-[пН,]= i D?n ~ Dm = 4ло Bin — B2n Bit ~ E-it 4л [nH2] - [нН,] i c
Материальные уравнения D eoe£ в J = IE D = tE B^p.H J=1E
Скорость распростране- ния электромагнитной вол ны 1 c
v - f r^
Скорость распространения плоского возмущения E = [vB] II = | vD] E [vBJ C 1 П — [vD] c
Плотность потока элек- S = [EH] c
тромагнитиой энергии S [EH]
334
Таблица П.7. Магнитные свойства электротехнической стали холоднокатаной
анизотропной по стандарту СЭВ 01.135.20—84
Толщина, мм Марка стали Удельные магнит- ные потерн, Вт/кг, не более Магнитная индукция, Тл, при намагни- чивании, не менее
^l.S/SO р *1.7/50 в постоянном поле напряженностью, А/м в переменном поле напряженностью, А/м
100 2500 100 2500
3411 2,45 1,75
3412 2,10 —— — 1,80 — —
0,50 3413 1,75 — — 1,85 — —
3414 1,50 — — 1,88 — —
3411 1,75 1,75 1,72
3412 1,50 — — 1,80 — 1,76
3413 1,30 — -— 1,85 — 1,80
3414 1,10 — .— 1,88 — 1,81
3115 1,03 — .—. 1,90 — 1,88
0,35 3404 — 1,60 1,60 — X —
3405 — 1,50 1,61 — X —
340G .— 1,43 1,62 — — —
3407 .— 1,36 1,72 — — —
3408 — 1,30 1.74 — — —
3414 1,03 1,88
3415 0,97 — — 1,90 — —.
3404 -—• 1,50 1,60 -— —.
0,30 3405 •— 1.40 1,61 -— —
3400 — 1.33 1,62 .— —
3407 — 1.26 1,72 — — —
3408 — 1,20 1,74 — — —
Примечание. Первые три цифры в обозначении марки указывают группу стали,
четвертая — порядковый номер марки стали в группе.
Таблица П.8. Массовая доля кремния, плотность и удельное электрическое со-
противление для различных марок стали
Марка стали Массовая доля кремния. % Плотность стали, кг/м8 Удельное сопротивление, Ом-мм2/м
2011, 2012, 2013, 2014 До 0 4 включительно 7850 0 14
2111, 2112 От 0 4 до 0,8 7820 (1 17
2211, 2212 » 0 8 » 1,8 7800 0,25
2311, 2312 » 1,8 » 2.8 7750 0,40
2411, 2412, 2413 » 2,8 » 3.8 7650 0,50
335
Таблица П.9. Магнитная индукция н сильных полях
для различных марок стали
Марка стали Толщина, мм Магнитная индук- ция, Тл, нс менее, при напряженности магнитного поля, А/м Марка стали Толщина, мм Магнитная индук- ция Тл, не менее, при напряженности магнитного поля, А/м
5 /00 10 000 30 ВОС 5000 10 000 30 000
0,65 1,70 1,80 2,02 ОП1 1 0,65 1,67 1,77 200
2011 0,50 1,70 1,80 2,02 zU11 0,50 1,68 1,77 2,00
0,65 1,72 1,82 2,02 0,65 1,62 1,72 1.96
2012 0,50 1,72 1,82 2,02 zJl 1 0,50 1,64 1,74 1,96
0,65 1,74 1,85 2,05 ЛО 1 Q 0,65 1,64 1,72 1,96
2013 0,50 1,75 1,85 2,05 zolz 0 50 1,66 1,74 1.96
0,50 1,72 1,82 2,05 0,50 1,60 1,70 1,96
2014 (',65 1,66 1,75 2,00 2411 0,35 1,60 1,70 1,95
0,50 1,67 1,78 2,00 ОИ 1 о 0,50 1,60 1,70 1,95
2111 0,65 1,67 1,77 2,02 z4 lz 0,35 1,60 1,70 1 95
0,50 1.68 1,77 2,02 О Л 1 Q 0,50 1,60 1,70 1 95
21 12 0,65 1,65 1,73 1,96 z4 I 3 0,35 1,60 1,70 1,95
2211 0,50 1.65 1 76 2,00
Таблица П 10 Магнитные свойства электротехнической холоднокатаной изотроп
ной тонколистовой стали по стандарту СЭВ 01 135.19—84
Толщина, Удельные магнитные
Марка стали мм потерн. Вт/кг. не более
Магнитная индукция, Тл,
не менее, при напряжен-
ности магнитного поля,
А/м, и постоянном или
переменном поле
Анизотро'
ния
удельных
потерь, %
Г1.0/50 ri.s/so 1000 2500
2011 0,65 3,8 9,0 1,48 1,60 ±12
0,5и 3,5 8.0 1,49 1,60 ±12
2012 0,65 3,6 8 о 1,50 1,62 ±*2
0,50 2,9 6,5 1,50 1,62 ±12
0,65 3,1 7,0 1,53 1,64 ±12
2013 0,50 2,5 5,6 1,51 1,65 ±12
2014 0,50 2,2 5,0 1,52 1,62 ±12
0,65 4,3 10,0 1 45 1,58 ±12
2111 0,50 3,5 80 1 46 1,58 ±12
0,65 3,5 8,0 1,46 1,59 ±12
2112 0,50 2,6 6,0 1 46 1,60 ±12
0,65 3,0 7,0 1 40 1,56 ±12
2211 0.50 2,6 5,8 1,40 1,56 ±12
0,65 2,6 6.3 1,42 1,58 ±1
2212 0.50 2,2 5,0 1,42 1,60 ±14
0,65 2,5 5,8 1,36 1,52 ±14
2311 0,50 1,9 4,4 1,38 1,54 ±14
0,65 2,4 5.6 1,38 1,54 ±14
2312 0.50 1.75 4.0 1,40 1,56 ±14
0 50 1,6 3,6 1,37 1,19 ±14
33G
Продолжение табл, П.10
Марка стали 'олщнна, мм Удельные магнитные потери Вт/кг» не более Магнитная индукция. Тл, не менее, при напряжен- ности магнитного поля. Л/м в постоянном илн переменном поле Анизотро- пия удельных потерь, %
Р\ -л /50 >5 /50 1000 2500
2411 0,35 1,3 3,0 1,37 1,50 ±14
0,50 1,3 3,1 1,35 1,50 zt!4
2412 0,35 1,15 2,7 1,35 1,50 ±14
0,50 — 2,9 1,35 1,50 ±14
2413 0,35 - 2,5 1,35 1,50 ±14
Таблица П.11. Сопоставление стандартов раз личных стран и а марки электро-
технической стали
Япония Соединенные Штаты Америки Англия Франция Федеративная Рес- публика Германии
Стандарт JIS, JEM AISL B.S NF DIN
МС 10 10 М—17 (М 15) С86 по IV 1
МС 12 12 М 19 100 130 IV 1.3
МС 14 14 М 22 107 145 IV 1.4.5
МС 18 18 М -27 X 146 200 III 2.0
МС 20 20 М—36 А -170 230 III 23
МС 23 23 М—43 А 216 260 ш 26
ПС 30 30 М—45 А 253 360 I 3.6
ПС 40 40 М—50 — — —
337
338
Таблица П.13. Свойства электротехнической стали производства США
Марка Толщина, мм Плотность, г/см8 Максимальные потери
“10'60 Pl S/60
Вт/кг Вт/кг
М—14 7.55 1.14 2,86
М—15 7,55 1,27 3,19
М—19 0.36 7,65 1,47 3,61
М—22 7,65 1,60 3,90
М—27 7,65 1,78 4,23
М—36 7,75 2.02 4,73
М—15 7,55 1.49 3,74
М—19 7.65 1,67 4,09
М—22 0.47 7,65 1,82 4,34
М—27 7,65 2,04 4,76
М—36 7,75 2,33 5,44
М— 43 7,75 2,75 6,43
М—19 7,65 2,00 4,62
М—22 7,65 2.15 4,91
М—27 0 64 7,65 2.42 5,39
М—36 7,75 2.79 6 39
М— 43 7.75 3.35 7,71
Таблица П.14. Свойства электротехнической стали японского производства
Максимальные потери, Минимальная
Марка Плот Толщина Вт/кг магнитная
и ость, г/см3 ММ индукция, Гс
10/50 15/50 10/60 15«0 В 25 В 50
— МС 10 7,65 0,35 1,05 2,65 — 1,46 1,56
S12 МС 12 0,35 1,25 3,10 1.55 3,80
7,65 1,47 1,57
0,50 1.45 3.60 1,80 4,60
S14 МС 14 0,35 1,45 3,60 1,80 4,50
7,65 1 48 1,58
0,50 1,65 4.00 2.10 5.10
S18 МС 18 0,35 1,80 4.40 2,30 5,70
7,65 0,50 2,00 4,70 2,50 6,00 1,51 1,61
0,70 2 50 5,80 3.15 7,20
S20 МС 20 0,35 2,05 5.00 2.60 6,40
7,75 0,50 2.30 5 40 2.90 6.80 1,52 1,62
0,70 3.40 7,90 4,30 9,90
S23 МС 23 0,35 2,30 5.50 2,90 7,00
7,75 0,50 2,70 6.20 3,40 7,80 1,53 1,63
0,70 3.90 9 00 4,90 11.10
0.35 3,00 — — ,
30 НС 30 7,85 0,50 3,70 8.00 4 60 10.00 1,56 1,66
0,70 4.90 11,00 6.10 13.50
0.35 4.00 — —
40 НС 40 7 85 0.50 5,00 10,50 6 10 13 50 1,52 1,66
0,70 6.40 14.00 8.10 17.50
339
TIT 9 0 7 F>.4 7 70 9(1 4Q _ _ 1 4S IRS 1 K7 10(1
Таблица П.16. Свойства электротехнической стали
французского производства
Марка Толщина, Плот ность,. Максималь- ные потери, Вт/кг Магнитиая индукция в поле (А/м) Тл
мм г/см3
10/50 15/50 В; В ю Вл В50 В юо Взоо
93 0,93 2,35 1,29 1,37 1 46 1,55 1,65
100 1 2 5 1,29 1,37 1,46 1,55 1,65
100Л 1 2,5 — — 1 45 1,55 1.65 1,85
110 1.1 2.7 1,25 1,35 1,43 1,55 1,65
1 юл 0,35 7,6 1,1 2,7 — — 1,43 1.55 1.65 1,85
120 1,2 3 1,25 1,35 1,43 1,55 1,65
130 1,3 3,3 1,23 1,34 1 43 1.55 1,65
130А 1.3 3,3 — — 1,43 1,55 1,65 1,85
145 1.45 3,6 -—. — 1,43 1,55 1,65 1,90
160 7,6 1,6 4,1 1,23 13,4 1.43 1,55 1,65
170 7,6 1.7 2 2,3 4 1 — — 1,43 1,55 1,65 1,90
200 230 0,50 7.65 7.7 4,9 5.6 — 1,45 1,47 1,55 1,55 1,67 1,69 1,90 1,93
260 7,7 2 6 6,3 — —. 1,49 1.57 1,70 1,94
300 360 7,7 7,85 3 36 7,2 8,6 — 1,50 1,53 1,58 1,60 1,71 1,73 1.95 1.98
230 7,7 2.3 5,6 —• — 1,45 1,63 1,67 1.90
260 0,70 7,7 2.6 6,3 — — 1,47 1,55 1.57 1,69 1,93
300 7,7 3 7,2 — — 1,49 1,58 1,70 1,94
360 7,85 3,6 8,6 — — 1,50 1,60 1,71 1.95
Таблица П.17. Магнитные свойства высших марок холоднокатаной текстуро-
ванной электротехнической стали зарубежных фирм (толщина листа 0 35 мм)
Марка фирма. стали. страна р I ' 1.0/50- Вт/кг .5/50» Вт/кг S с И ч о 1Л СЧ га н с ее га 1Л <N га Г) 1О и Нс1,7, Э
VC-9 Япония 0,38 0.91 1.27 1,705 1,785 1.875 1 965 0,06 009
мзн > 0,455 0 93 1,23 1.78 1,855 1.91 1 97 0,05 0,063
VC-10 » 0,40 0,96 1,32 1,66 1.745 1.84 1,92 0,07 0.088
М4Н > 0,475 0,97 1,30 1.78 1.845 1.905 1,96 —
RG—10 > 0,42 0 98 1,40 1,65 '.74 1,815 1.92 0,067 009
М-5 0,42 0.98 1,39 1.63 1.725 1,83 1,915 —
Z-10 » 0,435 1,01 1,41 1.64 1.73 1.83 1.92 0.08
Мб » 0 45 1.04 1,49 1.605 1.715 1,82 1.91 —
veil 0,44 1,04 1,45 1 64 1 73 1.83 1.92 0.08 0 103
Мб США 0,46 1,06 1,53 1 625 1 71 1.80 1.895 0.09 0,10
MG135 > 0,465 1,06 1,55 1,63 1.71 1,795 1.90 0.09 0,10
Е011 ЧССР 0,475 1,08 1,58 1,61 1,70 1.79 1,89 — -
RG11 Япония 0,45 1,09 1 55 1,63 1,715 1.805 1,915 0.08 0.115
211 » 0,48 1 10 1,56 1,595 1,71 1.82 1.905 0,08 0.09
311
Продолжсние табл. П.17
Марка стали, фирма, страна PpO/SO, Вт/кг -4-' о-са Р\Ч /50» Вт/кг й В2501 Тл rj § CQ 8 Ш е s'i’h
VC12 > 0,505 1,13 1,62 1,58 1,67 1,78 1,89 0,095
RG12 » 0,49 1,16 1,60 1,605 1,695 1,78 1,89 0,095 0,11
Z12 > 0,49 1,18 1,67 1,60 1,67 1,785 1,985 0 09 0,12
Z12 > 0,56 1,20 1,64 1,585 1,68 1,78 1,87 0,11 0,13
Z12 > 0,54 1,21 1,70 1,55 1,66 1,74 1,855 0,125 —
Таблица П.18. Марки электротехнической стати
по стандартам разных стран
Марка Толщина Плот- Наибольшие потери прн Вт/кг 1.7 Тл _ Наимеиь- шая ин- дукция Мини- мальный коэффн-
(мм), дюймы ность, г/см3 50 60 50 60 (при 1000 А/м), Тл цмент упаковки, %
JIS (Япония)
RG7H 0,30 7,65 1,13 1,19 0,51 0,68 1,89 94
RG8H 1,22 1,61 0,55 0 73 1,89
RG8H 0,35 1,26 1,66 0,57 0,75 1,89 95
RG9H 1,37 1,79 0,62 0,81 1,89
A1S1 (США)
RGM1H 0.012 1.И 1 45 0.50 0,66
RGM2II (0.30) 1,17 1.54 0,53 0.70
RGM37I 7,65 1,22 1,61 0,55 0.73
RGM2II 0,014 1,22 1.59 0.55 0,72
RGM3II (0.35) 1,28 1.68 0.58 0.76
RGM411 1.37 1.79 0 62 0.81
342
(15/50) И 1,66 Мб 1,11 35М6 1,11 Mill—35 1,11
12 1,83 35М7 1,23
344
Таблица П.20. Типичные электрические и магнитные свойства электротехнической стали зарубежных стран
Марка Толщина, мм (дюйм) Плот- ность, г/см4 Удельное электросопро- тивление, мкОм >см Потери
Вт/кг Вт/ф
15/50 17/50 15/60 17/60 1Б/50 17/50 15/60 17/60
RG7H 0,30 0,81 1,09 1,07 1,43 0,36 0,49 0,47 0,64
(0,012) 7,65 45 0,85 1,15 1,13 1,52 0,39 0,52 0,51 0,70
RG8H 0,35 0,91 1,22 1,20 1,61 0,41 0,55 0,54 0.73
RG9H (0,014) 0,96 1,29 1,27 1,69 0,44 0,59 0.58 0,77
RGM1H 0,30 0,81 1,08 1,06 1,42 0,37 0,49 0,48 0,64
RGM2H (0,012) 0,84 1,13 1,10 1,49 0,38 0,51 0,49 0,68
RGM3H 7,65 45 0,88 1,19 1,16 1,57 0,40 0,54 0,52 0,71
RGM2H 0,35 0,89 1,20 1,17 1,58 0,40 0,54 0,53 0,72
RGM3H (0,014) 0,93 1,24 1,23 1,63 0,43 0,56 0,56 0,74
RGM4H 0,97 1,31 1,28 1,73 0,44 0,59 0,58 0,80
Таблица П 21 Международные стандарты на электротехническую текстурованную сталь
Толщина, мм (дюйм) Kawasaki J1S (Япония) США Англия ФРГ
Марка RG.RGH 17/50 Марка С 2553 (1975) 17/50 (1975) Марка 15/50 601 2 (1973) Марка 464‘’О (1973) 15/50 3 17/50
17.'50 Марка Марка 15/50
0.28 (0,011) RG М4 0,89 (15/50) М4 (0,27) 0,89 28М4 0,89 М89-27 (0,37) 0,89 1,40
RG7H 1,13 1.11
0 30 1,17
(0,012) RG8H 1,22 1,22
RG9 1,33 9 1,33
RG10 1,47 0,97 10 1,47 М5 0,97 30М5 0,97 М97—30 0,97 1,50
(15/50) 1! 1,62 30М6 1,07
1.22
RG8H 1,26 1,28
0,35 (0,014) RG9H RG 1,37 М4Н 1,37
PG10 RG11 1,51 RG 1,66 Мб 1.11 (15/50) 10 И 1,51 1,66 Мб 1,11 35М6 1,11 Ml 11-35 1,11 1,65
CJ 12 1.83 35М7 1,23
Таб’ица П.22. Электрические н магнитные свойства электротехнической стали производства фирмы Кавасаки (Япония)
Потери, Вт/кг Магнитная индукция, кГс
Толщина, Плот- Удельное
Марка мм ность, электросо-
г/сма противление, 10/50 15/5U 10/00 15/60 Bi Вз В, В10 Bjs Взо B,«
RM-11 7,65
RM-12 7,65
КМ-14 7,65
0,35
RM—18 7,65
RM-20 7.75
RM-23 775
RM—II 7,65
RM—12 7,65
RM—14 7,65
RM-18 0,50 7,65
RM-20 2311 7,75
RM—23 2312 7,75
RM—30 7,85
RM—40 7.85
RM—18 7,65
RM—20 7,75
RM—23 0,70 7,75
RM—30 7,85
RM—40 7,85
46,0 1,07 2,60 1,32 3,19 8,6
45,2 1,16 2,74 1,45 3,37 8,5
45,8 1,27 2,98 1,58 3,64 8,1
38,1 1,58 3,64 1,97 4,43 6,9
30,7 1,80 3,99 2,21 4,85 6,1
30,5 2,00 4,33 2,41 5,26 4,2
45,7 1,24 2,86 1,55 3,58 8,0
47,3 1,32 3,03 1,64 3,80 8,2
44,8 1,49 3,37 1,88 4,18 7,5
37,8 1,80 3,99 2,30 5,04 6,7
30,1 2,03 4,52 2,56 5,68 4,3
30,9 2,39 5,20 2,97 6,58 3,0
27,7 2,85 6,00 3,50 7,47 1,3
23,1 3,56 7,92 4,34 9,79 1,1
37,7 2,17 4,78 2,82 6,30 6,7
31,0 2,67 5,86 3,40 7,60 4,9
31,3 2.89 6.47 3,65 8,26 2,7
27,1 3,42 7,70 4,31 9,70 1,0
22,5 4,18 9,47 5,23 11,74 0,7
12,5 13,3 14.2 15,2 16,1 17,2
12.5 134 14,3 15,3 16,2 17,2
12,4 13,3 14,4 15,4 16,3 17,3
12,4 13,5 И,6 15,6 16,6 17,6
12,3 13,5 14,6 15,7 16,6 17,8
11,8 13,1 14,5 15,9 16,8 17,8
12,5 13,5 14,4 15,3 16,1 17,2
12,4 13,5 14,4 15,4 16,3 17,3
12,6 13,5 14,5 15,6 16,5 17,4
12,4 13,6 14,7 15,8 16,7 17,7
12,6 13,8 14,9 15,9 16,8 17,9
12,0 13,5 14,8 16,0 16,9 17,9
11.7 13,5 14,8 16,2 17,1 18,2
8,8 12,4 14,7 16,3 17,2 18,3
12,0 13,2 14,4 15,7 16,8 17,9
12,2 13,5 14,8 15,9 16,8 17,9
12,1 13,6 14,8 16,0 16,9 17,9
10.9 13,3 149 16,2 17.1 18,2
8,0 12,0 14,5 16,3 17,2 18,2
Таблица П.23. Теоретические и экспериментальные показатели свойств постоянных магнитов
Классификация Материал Магнитное насыще- ние Ja, Гс Кристалло- магип гн а я анизотропия К-!0, эрг/см3 Коэрцитивная сила //с, кЭ Энергетическое произведение (ВН)та„ МГс.Э
теор.* эксп. теор.° ЭКСП.
Анизотропия Магнит 1,5 И 0
формы «альнико» 1700 0,46 3,6 1,0 40 4.3
Fe—40% Со 1960 0,01 4,1 1,3 50 6,5
Крист алломаг- В а-феррит 380 3,3 17 5,4 5,7 4,5
нитиая анизотро-
пия Sr-фероит 365 3,7 20 11,3 5,4 4,4
MnBi 620 11,6 37 12,0 15 7,3
МпА! 495 10,0 40 6,0 9.7 4,5
PtCo 770 17,2 45 6,0 24 12
YCo5 840 50 130 6.7 28 1,5
LaCos 702 60 175 3,6 20,6 —
С0С05 610 60 180 200 3,75 14,8 8,0
PrCos 930 80 145 180 5,15 36,8 4,35
SmCos 760 100 250 290 28,7 23.4 20
(MM) CO-, 710 60 180 4,5 19,8 2,34
иит^йРани^троХнПИрас*°^“оДпоИ“нс=?к!^ЯТСЯ ПР“ заполне,,ия Р“2'3’ в скобках - при P-о. При кристаллической маг-
•• При кристаллической магнитной анизотропии рассчитано по (4л/,)’/4.
ы Таблица П.24. Магнитные свойства магнитотвердых материалов с редкоземельными компонентами по ГОСТ 21559—76
00 и на основе марганца
Максимальная Коэрцитивная сила
Остаточная Отношение
удельная энер-
Группа Марка соединения «’’max- =0.5 (вЯ) ПО по индукции ЖЯ к А/м намагничен- индукция В, иости ;Н._. Тл В Н в точке ИКГ/М
кДж/м* кА/м
Не менее
Редкоземельные ГОСТ 21559-76 КС37 55 540 1300 1000 0,77 0,82 1,35 1,30
КС37А 65 560
КСП37 65 520 800 0,85 1,39
КСП37А 72,5 500 640 0,90 1,72
Нз основе мар- MnBi (бисманоль): 250—300 500—600 0,35—0,40
ганца изотропный, 12—13 —
анизотропный 30 400—450 700-800 0,55-0,60 —
70Мп30А1: литой» 2-2,8 80-96 120—136 0,24 —
деформируемый 12-20 160—176 240 0,55 —
68Мп32Са: литой, 4-6 96 320-360 0,15-0,2 —
деформируемый 8—10 120—160 400—640 0,2-0,25 —
В обозначениях марок соединений буквы означают: К — кобальт, П — празеодим, С — самарий, А — улучшен-
ная текстура. Цифры означают среднее содержание самария или среднее суммарное содержание самария и празеодима,
Таблица П.25. Магнитные свойства пластически деформируемых магнитотвердых материалов по ГОСТ 10994—74
Название сплава Система Марка сплава Сортамент кДж/м* Вг. Тл ВЯС, кА/м
Комоль Fe—Со—Мо 12КМ 0,8-0,11 8-20
Fe—Со—Мо—V 12КМВ - Трубная заготовка 3—9
Викаллой Fe—Со—V 52КФ Лист, проволока 1,5-12,5 1,7—0,9 4—30
52КФТМ Прямолинейные прутки 1.5-17,5 1,15-0,9 32—48
Кунифе Cu-Ni-Fe Прутки, проволока, 3-7,5 0.7—0,65 20—46
Кунико Си—Ni—Со ЛИСТЫ 2,5-4,0 0,5-0,3 35—56
Fe—Сг—Со 25Х15К Листы, прутки, прово-_ лока 10—17,5 1,0-1,25 35—45
Fe—Сг—Со—Мо 30Х25КМ 15-20 1,0-1,25 48-50
— Fe—Мп—Ni 12ГП Листы 6-7.5 0,8—0,7 15-18
Fe—Сг—Ni ЭП322 0,5-0,4 0,5—0,1 20-56
0.5—1,5 1,6—0,2 20-64
Fp Со Сг V - 25КХ4Ф 1,0-1,25 1,2—1.0 2,5—3,0
35КХФ 1,25—2,0 1,2-0,8 2,5—4,8
25КН14Ф Листы, проволока 0,75-1,0 1,2—1,1 1,6—2,0
35КН10Ф 1.25- 1,5 1,6-1,2 2.2—30
Платинацс СО - ГН С ГУ - 11лК78 32-47,5 0,8-0,7 300-400
гч— ПлК76 28 -45 0,75- -0,65 240-350
сл Таблица П 26. Магнитные свойства литых магнитотвердых материалов по ГОСТ 17809—72
О ____
Марка сплава Максималь- ная удельная энергия Й7 е= w max -0,5 <Д2Н), кДж/м3 Коэрцитивная сила Остаточная индукция В, Тл В/Н в точке (ВН)тах, мкГи'м Тип кристалли- ческой струк- туры Магнитная анизотропия
по индукции ВНС, кА/м по намагни- ченности ;НС, кА/м
Не менее
ЮНЛ4 3,6 40 — 0 50 12,0-16,0
ЮНД8 5,1 44 — 0,60 13,0—16.0
ЮНТС 4,0 58 — 0,43 7,0—10,0 Отсутствует
ЮНДК15 6,0 48 — 0,75 15,5—18,0
ЮНДК18 9,7 55 — 0,90 15,0—20,0
ГаиНиИсСпал
ЮНДК18С 14 44 — 1 10 22,0—28.0
ЮН13ДК24С 18 36 — 1,30 30,0-33 0
ЮШЗДК24 18 40 — 1,25 25,0-27,5
ЮН14ДК24 18 43 — 1,20 20,0—22,0 Имеется
ЮН15ДК24 18 52 — 1,15 15.0-17,5
ЮН14ДК24Т2 15 60 — 1,10 16,0-19,0
ЮН13ДК25А 28 44 1,40 27.5—30,0
ЮН14ДК25А 28 52 — 1,35 24.0-25,0
ЮН13ДК25БА 28 48 — 1,40 26,5-27,5 Столбчатая Имеется
ЮН14ДК25БА 28 58 — 1,30 21,5-24 0
ЮН15ДК25БА 28 62 — 1,25 16,5-21,5
ЮИДК31ТЗБА 32 92 — 1,15 11,0—14,0
Продолжение табл. П.26
Максималь- ная удельная энергия П7 =, Марка сплава тах г, -0,5 (В2Н), кДж/м3 Коэрцитивная сила по индукции ченпостмНИ Остаточная В/Н в точке Тип кристаллы- Магнитная ипс, кА/м кА/м индукция В, Тл (^")тах’ мкГн/м ЧеСК°уруТРук’ анизотропия Не менее
ЮНДК34Т5 14 92 — 0.75 8.0-11,0
ЮНДК35Т5Б 16 96 — 0,75 8,0—10,0
ЮНДК35Т5 18 ПО — 0.75 7,0-8,0 Равновесная
ЮИДК38Т7 18 135 — 0,75 4,5-5,5
ЮНДК40Т8 18 145 — 0,70 3,5-4,5
ЮНДК35Т5БА 36 110 — 1,02 8,0—9,0 Столбчатая
ЮНДК35Т5АА 40 115 — 1,05 8.0-9.0 Монокрчстал-
ЮНДК40Т8АА 32 145 — 0 90 4,0—5.0 лическяч
В обозначениях марок сплавов буквы означают; Б — ниобий Л — мочи к — и г- . ~
g А-СТ0ЛбЧЭТа” структура, АА - мокДистал^че^ая^ук^а? ЦифТы^з^ГчаТ/Гр^еи^^
Таблица П.27. Магнитные свойства промышленных магнитотвердых ферритов,
выпускаемых в СССР
Марка по ГОСТ 24063 -80 Параметры
В. Тл Нс, кА/м в^с* кА/м
2 кДж/м8
6БИ240 (1БИ) 0,19 240 125 3
7БИ300* (1БИ2) 0,20 300 135 3,5
16БЛ190 (2БЛ) 0,30 190 185 8
15БА300* (2БА1) 0,30 300 200 7,5
18БА220 (2.3БА) 0,33 220 210 9
22БЛ220 (2,8БА) 0,36 220 215 11
25БА150 (ЗБА) 0,38 150 145 12,5
24БА210 (ЗБА1) 0,37 210 205 12
25БА170 (3,1 БА) 0,38 170 165 12,5
21СА 320* (2.6СА) 0,34 320 240 10,5
10КА165* (1.5КА) 0,24 165 143 5
28БА 190 0,39 190 185 14
Примечания. I. соответствуют значению В обозначении in арки (В")тм- 2 феррита цифры, . выраженному в стоящие кДж/м8. 1 еред буквами.
Буквы Б, С или К, стоящие после цифр, обозначают бариевый, стронциевый или ко-
бальтовый ферриты, буквы И или А обозначают изотропный или анизотропный соответ-
ственно; цифры, стоящие после этих букв, соответствуют значению Нс
2. Магнитные параметры для изотропного бариевого феррита приведены в направле-
нии прессования. В направлении, перпендикулярном прессованию, значения магнитны
параметров ниже приведенных на 5- 15%.
3. Магнитный параметры определены при температуре 22±5°С.
4. В скобках указано старое обозначение марки.
352
Таблица Т1.28. Магнитные свойства спеченных магнитотвердых материалов по
ГОСТ 13596—68
Марка сплава Максималь- ная удельная энергия и/ =• max «0,5 (В//), кДж/ма Коэрцитивная сила Остаточная индукция В, Тл В,Н в точке мкГн^ы
но индукции ВНС, кД,ы по намагни- ченности кЛ'м
Не менее
ММК1 3,0 24 — 0,60 20,6
МЛ1К2 3,5 39 — 0,48 13,0
ммкз 4,0 44 — 0,52 Н,1
ММК4 4,5 40 — 0,55 10,0
ММК5 4,7 44 — 0,60 13,0
ММК6 5,0 44 — 0,65 16,0
ММК7 10,5 44 — 0,95 17,2
ММК8 14,0 40 — 1,10 22,8
ММК9 12,0 80 — 0,75 8,3
ммкю 15,0 100 — 0,80 9,3
ММК11 16,0 128 — 0,70 5,0
Буквы ММК означают материал металлокерамический, а цифра — порядковый иомер
сплава.
Таблица П.29, 1Магнитмые свойства композиционных магнитотвердых сплавов
Максималь-
Коэрцитивная сила
ная удельная
Марка
композиции
энергия
ц —
** max
=0,5 (ВИ),
кДж/ма
по индукции
в11с. kAJx
по намагни-
ченности
кА/м
Остаточная
индукция В,
Не менее
ИРП-2042 0,56 54,4 — 0,08
ПРП-2056 0,94 68,8 — 0,11
Магнитоэласг (ТУ 45-75) 2,0 72 88 0,17
Пластиформ III 4,15 155 176 0,214
Пластиформ 1 4,3 118 — 0,22
12 — Мишин Д. Д.
353
Таблица П.30. Магнитные свойства ферритных магнитов, выпускаемых зарубежными Фирмами
Страна Марка магнита, состав Магнитные свойства Параметры в рабо- чей точке Насы- щающее поле, кА/м Плот- ность. г/см1
в„ Тл //с, кА, ,ч вНс, кА'м max- кДж/м3 В, Тл 11, кА/м
Изотропный 100—22/22 0,22/0,21 220 135/130 3,8/3,6 800
Нидерланды Анизотропные: 270—4/33 330—37'25 360—39'21 380—39/28 300—40/16 0.34.0,33 0,37/0,36 0,39/0,38 0,39/0,38 0,40,0,39 334/318 247/231 207/191 279/263 163/147 263/247 239'223 199'183 263/247 159/143 10,75/9,95 12,75/11,95 14,35/13 55 13,9/13 1 14,75'13,9 0,165 0,180 0,200 0,188 0,240 131 143 143 148 123 1114 876 716 955 557
Изотропный: ОХ1Т 100 —/0,190 — -/125 -3,25 — — 1000 4,9
ФРГ Ан изотропные: -/0,320 -/170 1 п 800 4,8
OXIT зоок — 12,5 1 л 700 5,0
ОХ1Т 300 -/0,380 — *“/ I 30 1500 4,6
ОХ1Т 270 ОХИ 330 OXIT 350 OXIT 380 —/0,320 -/0,350 -/0,370 —/0,385 — —/220 -,'215 -/230 -/190 1 и 12 12,5 14,25 — — 1000 1100 1000 4,8 48 4,9
ФРГ
Изотропный:
100
Анизотропные:
300
зоок
330
360
0,190 -0,230
0,350—0.390
0,340—0,370
0,350—0,380
0,380—0 400
- 151-127 3,2—4 0,09—0,12 80-64 960 4,9
_ J83—143 11.15—12,75 0,17—0,25 127-80 800 50
— 223—183 10,35-11,95 0,14-0,23 143-103 800 4,8
— 225—223 11,55-13,25 0,15-0,22 159—119 960 4,8
- 191—159 13,55-15,1 0,19—0,27 143-96 800 5,0
Продолжение табл. П.30
Страна Марка магнита, состав Магнитные свойства Параметры в рабо- чей точке Насы- щающее поле. кА/м Плот- ность, г/см5
В,, Тл Нс, кЛ/м BHZ, кА/м U7 w max* кДж/м3 й. Гл Н. кА/м
Швеи и я Изотропные:
100 0,20 — 135 4 — — — —
820 0,18—0,23 120—155 3,2-4,4 —
ГДР 825 0 17 —- 113 2,4 — . - - -
16541 Анизотропные:
830 0,22-0,26 —- 141-190 4.4-6,4 — —
850 0.32—0,37 — 123-200 10—12,8 —
860 0,37—0,41 — 150-240 12,8-16 — — — —
Изотропный
ферроксдюр, 100 0,21-0.0! — 132-4 3,6-o.s — — — —
ФРГ Анизотропные:
ферроксдюр, 250 О,355-°.!5 —• 185-’ 12-2 — — — —
ферроксдюр, 300 0.385-0'015 — 152-м 12,8-0.8 — — — —
Ферроксдюр, 330 0,37 -"'О' — 240-ч 13,2-os — — — —
ферроксдюр, 360 0,39-0.01 — I76-’8 14,4-0,8 — — — —
Англия Изотропный-
маигадур 1 Анизотропные: 0,2 — 140 3,8 0,095 80 — —.
маигадур 2, 0,36 — 112 10 0,22 91
маигадур 3 0,30 — 152 9 0,16 112
СП о Прододжепие табл. П 30
Магнитные свойства Параметры в рабе-
Страна Марка магнита. чей точке Насы- щающее Плот-
состав поле. нисть,
Дг. Тл //с, кА/м кА/м И * max* кДж/м’ В, Тл Н, кА/м кА/м г/сма
Англия Изотропный: 1 0,22 — 136 4 0,11
Анизотропные:
2 0,38 — 210 128 0,18 -
3 0,345 256 10,4 0,17 — — —
Япония 1 0,37—0,40 10-20 10-12 0,275 80
2 Изотропные: 0,32-0.35 —• 144-160 8-10 0,19 88 — —
3 0,21—0,24 — 120—144 3,6—4,8 0,12 68 — —
Япония 1 Анизотропные: 0,20—0,22 — 120-136 3,2—4 0,11 64 •— —
2 0,35—0,40 — 136—160 10,8-13,2 0.21 112 .
3 0,30—0,35 176—208 8.4-10 0,18 104
США И зотроплый ферримаг 1 0,21 — 132 4 0,11 71 — —
Анизотропный 0,39 160 14
ферримаг
Изотропный:
ИНДОКС 0,20 — 144 3,2 0,1 64 -
кермагиет, 0,22 — 135 4 .
генокс 1 0,22 — 148 4 0,12 66.4 — —
США Анизотропный 0,39 — 160 12 0,20 120
генокс
Примем а и не. Для величин, приведенных в виде дроби, числитель — среднее. знаменатель — минимальное значения.
Таблица П.31. Магнитные свойства магнитопластов на основе металлических магнитотвердых порошков
Материал Состав магнитотвердого компонента* Вг Тл еИс. кА/м п? * max» кДж/м3 I03 кг/м
Алии 15A!24Ni4Cu 0,27-0,34 36-40 1.6- -2,0 5,0-5,2
Альнико 9A120Nil5Co4Cu — 0,32-0,40 40-44 2,2 -2,6 5,3—5,5
> 7,5A114Ni38Co4Cu7.5Ti — 0,30—0,35 76-84 4,4 -4,8 5,3—5 5
Сплав 28.7A114Ni38Co4Cu7,5Ti 71,3 0,19-0,22 80—96 -2 2 4,2—4_3_
* Остальное Fe.
Таблица П.32. Свойства магпитоэластов па основе порошков бариевого феррита
Страна Марка напол- нителя (но- мер порошка) Тип связки Содержание наполнителя, % Плот- ность, 10s кг/м1 Размер частиц феррита, мкм .Магнитные свойства*
вг, Тл Нс, кА/м ВНС, кА/м IF * max» кДж/м1
(по массе) (по объе- му)
№ 303 А* 90 67,5 3,83 1,6 0,18/0,17 148/128 108/100 2.96/2,60
В‘ 90 63,5 3,65 1,6 0.17/0,16 136/128 104/96 2,66 1,92
Канада № 334 А 90 67,5 3.83 1,7 0,18/0,17 176/158 1 16 108 3,00/2,64
В 90 63,5 3,65 1 7 0,17/0,16 178/160 112/104 2.7/2.36
№ 304 А 90 67,5 3 83 1,8 0,18/0,17 144/136 124/116 3,04/2,68
В 90 63,5 3,65 1,8 0,17/0,16 136/128 120/112 2,74/2,4
Коэрокс Р — — — 2,3-3 9 — 0,063—0,160 — 107-49 0,4-2,4
ФРГ Оксилит Резина 90 — — — 0,15 — 92 1,8
Анизотроп- ный оксилит 91 — — — 0,22 — 122 4,4
30 Термо- 85 —. — — 0,125/0,115 190 88/84 1,4/1,2
13/19 пластик
Нидерланды- -- 1.8/1,6
40 То же 90 — — —- 0,145'0,135 190 96/88
СП
Примечание. В числителе указаны средние, в знаменателе— минимальные значения.
ы
й
Таблица П,33. Магнитные свойства магннтопластов и магяитоэластов на основе порошков
Страна Марка магнита Вг, Тл Нс, кА/м Н, кА/м (вЯ)т1Х. кДж/м3 ц и, %-К-' Макси- мальная рабочая темпера- тура, ’С Плот- ность, 10' кг/м1
МР-5Н, МР-5 0,44—0,57 — 216—344 — 16-20 — — — —
Япония МР-7Н, МР-7 0,51-0,66 — 264—415 — 24—28 1,05—1,2 -0,05 + 85 4,5-6,4
МР-9П, ЧР-9 0,57-0,75 — 288—480 — 32—36 — — — —
10 0.325 1500 250 480 10 1,05 -0,04 + 100 6,5
0,300 1300 220 320 8 1,0 6
Швейцария 2,5 0,640 0,600 1500 1200 480 440 1000 800 40 36 1,05 11 —0,04 + 100 6,5 6
Примечания: I. Н — напряженность критического поля, при которой намагниченность Z-Zs.
2. Магниты 5-типа характеризуются высоким значением В и низким Нс, магниты //-типа высоким значением Нс.
3. В числителе приведены средние, в знаменателе — минимальные значения.
« Таблица П 35. Магнитные свойства 1 магпитотвердых композиционных материалов производства зарубежных фирм
Марка Тип связующего Мгс-Э кГс в^с» Лс, КЭ Фирма (страна)
РЗО термопласт 15% Р50 термопласт 7% 0,3-0,35 1,15-1,25 1.05—1,10 2,5-2,7 Philips
Ферроксдюр 0,5-0,55 1.55—1,60 1,22-1,28 2,3—2.4 (Нидерланды)
Р130 термопласт 11% 1,3—1,4 2,3-2,4 2,1-2,4 2,8 -3,0 RTS
(Франция)
Феррнфлекс Резина I Термопласт II » III 0,50 0,35 1,15 1,55 1,30 2,20 1,15 1.10 1,90 2,5 Allevara (Франция)
з> IV 1,50 2,50 2,10 3,0
Маигадур IE термопласт 0.16 1,47 1,23 Mullavd
Р—40 резина Р-120 резина 0,45 1,30 1,45 2,30 1,20 1,95 — (Великобритания)
Гэзлокс III Резина 0,4 1,4 1,05 — Pless! у
(Великобритания)
V М3 Резина 0 35-0, Ю 1,3-1,5 1.0-1,1 Hitachv
v А'14 0,8—1,1 2,1—2,3 1,6-1,8 — (Япония)
КРМ-2А КРМ—2В Эластик 0.4—0.6 0,2—0,3 1,4—1,6 1,0-1,2 1.2-1,35 0 9-1,0 — (Япония)
Продолжение табл. П.35
Марка Тип связующего (М)т,г Мгс Э кГс к® ;НС, КЭ Фирма (страна)
OP-G1 OP—G4 OP—G5 OP—G6 Резина 0 43—0,07 0,7 1,55 1,70 1,36—0,58 0.62 0.08 1.13 1,26—0,46 Mitsubishi (Япония)
OP -N 1,1-1,4 2,4—3.0 0,9—1,2
MB S—3 MB S-6 Термореактивпая резина 0,5—0,6 1.0-1,2 1,5-1.7 2,1—2,3 1,3-1.4 1,8-2.0 3,0 3,0 TDK (Япония)
МВР-1 Термопластичная 0,2 1,0 0,9 3,0 TDK (Япония)
резина
RN-1 PN-2 Резина 054 0.75 1,7 2.0 1.15 1,35 — Sumitomc (Япония)
RM-IA RM-IB Смола 0,5 0,25—0.30 1,6 1,05-1.1 1.2 0,85 — ТОПА (Япония)
GP-S GP-B Резина изопреновая 1,02 1,04 2,10 2,15 1,95 1.92 3,65 3,0 ТГЮА (Япония)
Коэрокс Резина Термопласт 0,5-1,0 0,4—0,6 1,5-2.0 1,4—1,6 1.5—1,3 1,3—1,1 — Krupp (ФРГ)
Резина 0.5—0,65 1,8-1,5 1.3-1.5 — DEAM
Дюропласт 0.5—0,65 1,8-1,5 1,3—1,5 — (ФРГ)
Оксилит Термопласт Резина 0,5—0,65 0,9-1.1 1,8—1,5 2,1—1,9 1,3—1,5 1.2—1,3
Дюропласт 0,7-0,8 2,0-1,8 1.3—1,35
„ ВР1 “ ВР2 Резина 0.3-0.4 0,4—0,5 1.05-1,35 1,35-1,55 1,05-1,15 1,15-1-25 — OOUR (Югославия)
Таблица П.36. Магнитные свойства магнитотвердых материалов с редкоземель-
ными компонентами производства зарубежных фирм
Материал Мгс-Э Вг, кГс ийс. кЭ «Э Фирма (страна)
SmCos: ЕС-16 FK-2O ЕК-24 15-17 19-21 23—25 7,8-8,4 8,8—9,2 9.7—10,2 7,5—8,0 8,5-9.0 9,0—10,0 14—16 12—16 10-16 TDK (США)
SrnPrCO 26 10,3 — 15 Hitachi (Япония)
Таблица П.37. Магнитные свойства магнитотвердых ферритов зарубежных фирм
Марка <в")п,ах. Мгс - Э Вг» кГс >Ис- кЭ внс- кЭ Фирма (страна)
Ферроксдюр: 270 2,7 3,4 3,2 4,2 Philips
300 3.6 4,0 1,8 1,85 (Нидерланды)
380 3,4 3,8 з.з 3,5
Ферроксдюр: 280К 2,8 3.55 3,0 2,7 Philips
300 33 3,4 1 9 2.0 (Италия)
ззок 3,1 3,7 3,0 3.3
Ферроксдюр: I 1,0 2,2 1,7 RTC
II 3.2 3.8 2.0 — (Франция)
HI 2.6 3,45 3,2 —
Ферроксдюр:
270 2,7 3,4 3.0 4.2 Franso
370 3,7 3,85 2,95 3.1 (Франция)
в, 1.1 2,2 1,9 3,5 TDK
В2А 3.4 3.85 1,8 1,85 (Япония)
В3А 2,9 3,6 2,4 2,5
Ферри маг: I 1,05 2,3 1,85 Crucible
IA 1 05 2,2 1,80 3,2 (США)
IB 1 1 2,25 1,85 4,0
5 3,5 3,95 2,00 —
5Е 2,6 3,35 2,30 2.60
362
Продолжение табл. П.37
Марка МГсЭ Вг. кГс внс. кЭ кЭ Фирма (страна)
Мангалур:
2 3.3 3,9 1.8 —— Milliard
4 2,0 2,6 2,45 —. (Великобрн-
Р120 1.3 2.3 1.95 — тания)
1 0,95 2,1 1,75 —
Коэрокс:
100 0,8—1,1 1,9-2.3 2.0—1,6 — Krupp
зоок 2,5—3,6 33-3,9 1,8—2,6 — (ФРГ)
300 2,8—3,5 3,5-4,0 2,0- 1,6 —
360 3,3—3,8 3,7—4,1 2.0-2,9 —
Сиффернт:
BI 5.0 2,0—2,3 1,5-1.9 — Simens
1 4,6 3,6—4,0 2,2—2,9 — (ФРГ)
2 4,4 3,2—3.6 3 0-3,65 —
Таблица П.38. Магнитные свойства магнитопластов на основе порошков барие-
вого феррита (Нидерланды)
Марка материала Содержание магнитного наполнителя, % (по массе) В,. Тл Нс, кА/м кА/м кДж/м* И. кА/м
Изотропные: FSP5N 6,5/19 75 0.065 190 50 0,35 800
0,060 — 45 —
FSP10N 8/19 75 0,09 190 58 0,45 800
0,08 — 54 0,40
FSP50 16/19 93 0,155 190 104 2,2 800
• 0,150 — 100 2,0
FD55 17/22 95 0,170 220 112 2,4 800
0,165 — 104 2,2
Анизотропный: FSP 130—24/24 90 0,240 240 175 5,5 800
0,230 — 167 5,0
Таблица П.39. Магнитные свойства магнитотвердых ферритов зарубежных стран
Марка МГс-Э Вг, кГс В^С’ jfic, кЭ Фирма (страна)
Ферроксдюр: 270 2,7 3.4 3,2 4,2 Philips
300 3,6 4,0 1.8 1,85 (Нидерланды)
380 3,4 3.8 3,3 3,5
Ферроксдюр:
280К 2,8 3,55 3,0 2,7 Philips
300 3,3 3.4 1,9 2.0 (Италия)
ззок 3,4 3,7 3,0 3,3
Ферроксдюр: 1 1 0 2,2 1.7 Franso
II 3.2 3.8 2,0 — (Франция)
III 2,6 3,45 3,2 —
Ферроксдюр; 270 2.7 3,4 3.0 4.2 RTS
370 3,7 3,85 2,95 3,1 (Франция)
в, 1.1 2,2 1.9 3,5 TDK
В2Л 3,4 3,85 1,8 1.85 (Япония)
в3л 2,9 3,6 2,4 2,5
Фсррчмаг:
1 1,05 2.3 1.85 — Crucibl
1А 1.05 2,2 1,80 3.2 (США)
1В 1.1 2,25 1.85 4,0
5 3.5 3,95 2.00 —
5Е 2,6 3,35 2,30 2,60
Л4ангадур: 2 3.3 3,9 1,8 Mallard
4 2,0 2,6 2,45 — (Всликобрита-
Р120 1.3 2,3 1,95 — ния)
I 0,95 2.1 1,75 —
Коэрокс: 100 0.8-1,1 1.9—2.3 2,0—1,6 Krupp
300К 2,5—3,6 3.3—3.9 1,8—2,6 .— (ФРГ)
300 2,8—3,5 3,5 4,0 2,0—1,6 —
360 3,3—3,8 3,7—4,1 2.0—2,9 —
Сифферит: BI 5.0 2,0—2,3 1.5—1,9 Simens
4,6 3,6—4,0 2.2-2,9 .— (ФРГ)
2 4,4 3,2—3,6 3.0—3.65 —.
364
Таблица П.40. Магнитные свойства литых магнитотвердых материала зарубеж-
ных фирм
Марка МГсЭ енс.э Вг, кГс «а. Э Sd. кГс Фирма (страна)
Тикональ:
190 2.1 730 8,0 400 5.0
400 4.0 640 11,6 500 8,0 Philips
500 4.8 630 12,8 500 9.6 (Нидерланды)
650 6,5 700 13,0 565 п.о
750 7,5 760 13,4 650 П,5
1100 10,8 1500 10,1 — —
Реко:
100 1,2 480 6,2 300 4,0 Philips
140 1.4 565 6.5 400 3,5 (Италия)
220 2,3 1200 6.3 600 3,75
УСМ:
1.А 3,8 515 12 435 88 1 litachi
1С 5,3 630 12,6 515 10,2 Metals
2А 2.8 770 8,3 480 58 (Япония)
2D 3.5 1050 9,0 640 5,45
3 1,1 350 8,0 205 5.3
4В 1,9 650 6,2 430 44
KS4 0,45—0,5 100—120 8-9 80 6,0 Sumitomo
CSI 0.9—1,25 400—500 4,5—5 5 ЗЮ 3,4 Special Metals
NKS—1 3,4—4.0 640-720 10,3—11,3 470 7,5 (Япония)
NKS—1F 3,0 -3,8 730-800 9.5-10,5 485 6,9
NKS-1M 0,4—0,5 103—140 8,0-9,8 80 5.7 Sumitomo
NKS-3 4.0-5.0 560—640 12,3—13.0 565 9.7 Special Metals
NKS-5 4.5—5.5 600—660 12,3—133 525 9,5 (Япония)
NKS-10 8,6-11,0 1400—1600 10,0—11.0 — —
Альнико:
1А 1,4 540 6,6 310 4,1
ПН 2,1 600 8,4 390 5,4
VA 5,0 720 12,0 550 9,1
VAB 6,5 700 13,1 590 11,0 Crucible
IXB 9,5 1400 10,5 — — Steel
VC 5,5 580 13,2 490 11,2 (CHIA)
VIA 2,75 975 7.5 600 4,6
VIB 3,65 760 10,5 520 7,0
Альнико: ♦ General
1 1,4 425 7,0 310 4.5 Mognatic
V 5,7 610 12,8 540 10.6 (CHIA)
365
Продолжение табл. П.40
Марка МГсЭ Э кГс Э Bd, кГс Фирма (страна)
VDG 6,5 675 13,5 580 11,2 General
IX 5,0 1450 8,5 — — Mognatic
(США)
Альнико:
I 1.40 450 7,1 305 4.60 Arnold
YDG 6,0 640 13,1 560 10,75 Engineering
VIII 5,0 1500 8,8 — — Со. (США)
Маглой:
I 5,3 645 12,7 530 10,0 Plessey Со.,
2 1,70 750 10,7 540 7,4 Ltd
3 1,25 560 7,7 400 4,25 (Великобрита-
6 1 25 480 6.2 300 4,0 ння)
8 4,4 1250 90 800 5,5
100Х 6,5 730 13,4 600 10,8
Трикональ:
X X 9,0 1400 10,6 -— — Milliard
G X 7,5 720 13,5 625 12,0 Overseas.
С 5.0 680 12.50 520 9,62 Ltd.
К 3,6 1450 8.50 775 4,65 (Великобрита-
ния)
Эрстит:
190 2,1 820 7,5 485 4,4 Deutsche
450 4,4 1300 8.6 825 5,25 Edelstahl-
500 5,0 650 12,05 515 9,65 werke AG
700 6,2 700 12,5 580 9,9 (ФРГ)
Трикональ:
190 2,95 740 8,0 —— — Valvo
700 6,5 670 13.1 — — (ФРГ)
75С 7,25 740 13,7 — —
Коэрцит:
120 R 1,4 425 7.0 275 5,0 Tried Krupp
190 2,1 725 8.0 450 4,9 Widia Fabrik
220 2,3 1125 6,3 650 3,55 Magnetwerk-
350 3,7 1150 8,25 715 5,0 stoff
450 4,4 1200 8 35 740 5,6 (ФРГ)
500 5,0 650 12,0 515 9,5
700 6,75 750 13,25 580 9,5
Перматит:
600 6,5 7-50 12 5 550 10,2 Boher.
500 4,5 630 12,0 500 9,5 Gcbruder
350 з,з 1150 84 700 5,2 and Co.
220 2,0 1000 6,2 570 3,6 (Австрия)
120 1,1 630 5,8 380 34
366
Таблица П.41. Магнитные свойства пластических деформируемых магнитотвер-
дых материалов производства зарубежных фирм
Марка («^гпзх. МГсЭ Вг, Гс А-э Гс Wd.9 Фирма (страна)
Кунифе I 1,3 5,4 500 4,0 325 Indiana steel'
Куннко 0,8 3,4 700 2,0 400 (США)
Кунифе 1,35 5,4 500 4,4 300 Arnold
Kvhhko 0,85 3,4 710 2,0 425 (США)
Викаллой (вако) 0,80 7,5 250 4,7 170
Ремаллой (комоль) 1,00 9,7 250 6,2 160
Викаллой 1 (вако) 1,00 9,0 300 5,5 180 Crucible steel
Викаллой 11 (вако) 3,0 10,0 450 8,2 370 (США)
Ремаллой (комоль) 1,1 10,0 230 6,9 160
Кунико: 1 1,85 5,7 590 4,2 440
II 0,87 7,3 260 4,7 185
Коэрпнт:
Т (вако) 2,8—3.4 10,8— 410—340 9.6- 360—290 Krupp
проволока лепта 1,7-2,2 12,2 9,5- 330—280 10,0 7,1 — 250-210 (ФРГ)
Коэрпит Т «11» 1,0 11,0 14—16 200 8,2 12,0 150 Vac (ФРГ)
(вако) Магнетофлекс 72 0,5 3,0 400 2,25 250
F 011 0.35мм
Рис. П I. Зависимость максимальной
индукции от модуля и направления
действующего поля. Угол отсчитыва-
ется от направления прокатки. Мар-
ка стали Е011
10° 10° 30
50° 50° 60° 10° 00’ 00
367
Рис. П.2. Кривые намагничивания ста-
ли марки RM-23 разных толщин
Рис. П.З, Взаимосвязь индукции и потерь при различных частотах для марки
стали RM 12, Толщина 0,35 мм
368
Рис. П.4. Петли магнитного гистерезиса марки стали RM-11. Толщина 0,50 мм
Рнс, П.5. Петли магнитного гистерезиса марки стали E0I0, Толщина 0,35 мм
369
Рис. 11.6. Зависимость магнитной проницаемости от частоты перемагничивания
стали марки RM-11
В, Тл
Рис. П.7. Зависимость потерь от ин-
дукции сталей типа RM различных
марок
370
KM « О^Вмм ц а/см
В,ГЛ 0,1 0,1 04 06 0,01,0 г,О 4,0 В,О ВОЮ № 40 (0 00100 200 400000 000
371
Рис. П.10. Кривые намагничивания и проницаемости стали марки RGM1H
Рис. П.11. Петли магнитно-
го гистерезиса стали марки
RG9H
372
Рис. П.12 Кривые намагничивания вдоль и поперек прокатки стали марки
RG9H
Рис. П.13. Взаимосвязь индукции и потерь при разных частотах перемагничива-
ния стали марки RG9H
373
Рис. П 14 Взаимосвязь магнитной прони
цасмости и потерь при различных пере-
магничивающих полях стали марки RG9H
Дополнительная литература
П 1. Постоянные магниты. Справочник/Под рсд. IO. М. Пятина: М., 1983.
11.2. Проспект: TU II iron stell Со, LTD. Tokyo, 1966.
П.З. Проспект: Kaw’asaki stell corporation, Tokyo, 1967.
Основная литература
1. Вонсовский С. В. Магнетизм. М., 1984.
2. Боровик-Романов А С. Итоги науки/В кп.: Проблемы магнетизма. М,
1972.
3 Ведяев А. В. и др. Фазовые переходы и электронная структура сплавов.
М. 1986.
4. Кондорский Е. И. Зонная теория магнетизма. М., 1983. Ч. 1; 1985. Ч. 2.
5 Белов К- И. Ферриты в сильных полях М, 1972
6 Кринчик Г. Физика магнитных явлений. М., 1985.
7 Туров Е. А. Физические свойства магнитоупорядочениых кристаллов. М,,
1963; Кинетические, оптические и акустические свойства антиферромагнетиков.
М., 1990
8. Епифанов Г. И., Мома Ю. А. Твердотельная электроника. М., 1987.
9. Тикадзуми С. Физика магнетизма. М, 1987.
ОПРЕДЕЛЕНИЕ ТЕРМИНОВ
ПО МАГНИТНЫМ МАТЕРИАЛАМ ПО ГОСТ 19699-74
1. Ферромагнетик — кристаллическое вещество, в котором магнитные моменты
атомов или ионов находятся в состоянии самопроизвольного магнитного упо-
рядочения, причем результирующие магнитные моменты каждого из доменов
от личны от нуля
2. Антиферромагнетик — кристаллическое вещество, в котором магнитные момен-
ты атомов или ионов находятся в состоянии самопроизвольного магнитного
упорядочения, причем результирующие магнитные моменты каждого из до-
менов равны нулю.
3. Ферримагнетик—кристаллическое вещество, магнитную структуру которого
можно представить в виде двух или более подрешеток, магнитные моменты
атомов или ионов которых находятся в состоянии самопроизвольного магнит-
ного упорядочения, причем результирующие магнитные моменты каждого из
доменов отличны от нуля
4. Магнитный материал — материя п, обладающий свойствами ферромагнетика
или ферримагнетика.
5. Домен — области в магнитном материале или аитиферромагнетике, имеющие
пространственно однородное упорядочение магнитных моментов атомов или
попов.
6. Доменная граница переходная область между соседними доменами, в ко-
торой магнитные моменты атомов или ионов постепенно меняют свое про-
странственное упорядочение от упорядочения соответствующего одному' до-
мену, до упорядочения соседнего.
7. Магнитная анизотропия — неодинаковость магнитных свойств в магнитном
материале в разных направлениях.
8. Энергия магнитной анизотропии — энергия, складывающаяся из энергии маг-
нитных взаимодействий между электронами, энергии упругих напряжений и
энергии магнитострикционных напряжений в кристалле.
9. Константа магнитной анизотропии — один из коэффициентов при разложении
свободной энгр-ии магнитной анизотропии в ряд по степеням направляющих
косинусов углов вектора самопроизвольной намагниченности относительно
кристаллографических осей кристаллов. ~
10. Ось легкого намагничивания — кристаллографическая ось, при памагничпва
нип вдоль которой напряженность магнитного поля, необходимого для до-
стижения намагниченности технического насыщения, минимальна.
II. Ось трудного намагничивания — кристаллографическая ось, при намагничива-
нии вдоль которой напряженность магнитного поля, необходимого для дости-
жения намагниченности технического насыщения, максимальна,
12 Внутреннее эффективное чагнитное поле — поле сил, действующее па моменты
электронов, определяющих магнитное состояние вещества, и зависящее от
внешнего магнитного поля, обменного взаимодействия, магнитной анизотро-
пии и размагничивающих полей
13 Точка Кюри — критическая т-мпература, выше которой ферромагнетик (фер-
римагнетик) становится парамагнетиком
14 Точка Нееля — критическая температура, выше которой антиферречмагпетик
становится парамагнетиком.
15. Точка компенсации ферромагнетика — температура, при которой магнитные
моменты подрешеток ферримагнетика взаимно компенсируются.
375
16. Магнитомягкий материал—магнитный материал с коэрцитивной силой по
индукции не более 4 кЛ/м
17. Магнитотвердый материал — магнитный материал с коэрцитивной силой но
индукции не менее 4 кА/м.
18. Намагничивание — процесс, в результате которого под воздействием внешнего
магнитного поля возрастает намагниченность магнитного материала.
19. Размагничивание-—процесс, п результате которого под воздействием внеш-
него магнитного поля уменьшается намагниченность магнитного материала.
20. Перемагничивание — процесс, в результат которого под воздействием внеш-
него магнитного поля направление вектора намагниченности магнитного ма-
териала меняется иа противоположное.
21 Размагниченное состояние — состояние магнитного материала, при котором
значение его намагниченности равно нулю.
22. Динамическое размагниченное состояние- размагниченное состояние, получен-
ное при помощи внешнего закономерного периодического магнитного ноля,
амплитуда напряженности которого уменьшается от значения, соответствую-
щего намагниченности технического насыщения, до нуля.
23. Статически размагниченное состояние — размагниченное состояние, полученное
при помощи внешнего равномерно меняющегося магнитного поля, которое
приводит намагниченность магнитного материала к таком}' значению, что при
удалении поля опа становится равной нулю.
21. Термически размагниченное состояние — размагниченное состояние, получен-
ное повышением температуры материала выше точки Кюри и последующим
охлаждением его при отсутствии внешнего магнитного поля.
25. Магнитный гистерезис - неоднозначная зависимость магнитной индукции
(намагниченности) магнитного материала от напряженности внешнего маг-
нитного поля при его квазистагическом изменении.
26. Петля магнитного гистерезиса по индукции замкнутая кривая, выражаю-
щая зависимость магнитной индукции материала от амплитуды напряжен-
ности магнитного поля при периодическом достаточно медленном изменении
последнего.
27. Петля магнитног.о гистерезиса по намагниченности — замкнутая кривая, вы-
ражающая зависимость намагниченности материала от амплитуды напряжен
пости магнитного поля при периодическом достаточно медленном изменении
последнего
28. Прямоугольная петля магнитного гистерезиса — петля магнитного гистерези-
са, у которой отношение магнитной индукции при нулевой напряженности
магнитного поля к магнитной индукции, соответствующей напряженности
магнитного поля, превышающего коэрцитивную силу' в заданное число раз,
не менее 0,85.
29 Симметричная петля магнитного гистерезиса — петля магнитного гистерезиса,
получаемая при циклическом изменении напряженности магнитного поля
между равными по модулю значениями максимальной и минимальной на-
пряженности, симметричная относительно начала координат.
30. Несимметричная петля магнитного гистерезиса — петля магнитного гистерези-
са. получаемая при циклическом изменении напряженности магнитного поля
между неравными по модулю значениями максимальной и минимальной на-
пряженностей.
31. Предельная петля магнитного гистерезиса — симметричная петля магнит-
ного гистерезиса, максимальное значение пама! ннчсппости которой соответст-
вует намагниченности технического насыщения.
32. Начальная кривая намагничивания по индукции - кривая, выражающая за-
висимость магнитной индукции от напр51Жспнос1И магнитного поля в про-
цессе намагничивания предварительно термически размагниченного магнит-
ного материала при последовательном возрастании напряженности магнитного
поля.
33. Начальная кривая намагничивания по намагниченности — кривая, выражаю-
щая зависимость от напряженности магнитного поля в процессе намагничи-
376
вания предварительно термически размагниченного магнитного материала при
последовательном возрастании напряженности магнитного поля.
34. Основная кривая намагничивания — кривая, представляющая собой геометри-
ческое место вершин симметричных петель магнитного гистерезиса, которые
получают при последовательно возрастающих максимальных значениях на-
пряженности магнитного поля.
35. Индукция технического насыщения — значение индукции магнитного материа-
ла, определяемое экстраполяцией из области напряженности магнитных полей,
соответствующих намагниченности технического насыщения, к нулевому зна-
чению напряженности поля.
36. Остаточная индукция — индукция, сохраняющаяся в магнитном материале
после намагничивания его до намагниченности технического насыщения и
уменьшения напряженности магнитного поля в нем до нуля
37. Коэрцитивная сила по индукции — величина, равная напряженности магнит-
ного поля, необходимого для изменения магнитной индукции от остаточной
индукции до нуля.
38. Коэрцитивная сила по намагниченности — величина, равная напряженности
магнитного поля, необходимого для изменения намагниченности от остаточ-
ной намагниченности до нуля.
39. Релаксационная коэрцитивная сила — величина, равная напряженности маг-
нитного поля, необходимого для приведения ма1 нитного материала с остаточ-
ной намагниченностью в статистически размагниченное состоите.
40. Область Рэлея— область магнитных полей, напряженность которых на поря-
док меньше коэрцитивной силы магпитомягкого материала, в которой про
цессы его намагничивания и перемагничивания приближенно могут быть
описаны уравнением Рэлея.
41. Начальная магнитная проницаемость — значение магнитной проницаемости на-
чальной или основной кривой намагничивания по индукции при стремлении
напряженности магнитного поля к нулю, деленное иа магнитную постоянную.
42. Временная нестабильность начальной маенитной проницаемости — отношение
относительного изменения начальной магнитной проницаемости к логарифму
отношения интервалов времени, через которые измерялась начальная магнит-
ная проницаемость при определенных климатических условиях.
43. Дезаккомодация начальной магнитной проницаемости - от иоситсльное чзме
нение начальной магнитной проницаемости во времени после приведения маг-
нитного материала в динамически размагниченное состояние в условиях от-
сутствия магнитного, механического и теплового воздействия при заданной
температуре.
44. Относительная дезаккомодация начальной магнитной проницаемости — отно-
шение дезаккомодации начальной магнитной проницаемости к логарифму от-
ношения интервалов времени, через которые измерялась начальная магнитная
проницаемость
45. Коэффициент дезаккомодации начальной магнитной проницаемости — отно-
шение дезаккомодации к начальной магнитной проницаемости, измеренной
через заданный интервал времени после динамического размагничивания
46. Комплексная магнитная проницаемость — отношение комплекса магнитной
индукции к комплексу напряженности почя в материале, деленные на магнит-
ную постоянную.
Примечание' 1. При этом напряженность магнитного поля изменяется
во времени синусоидально, а для магнитной индукции берется составляющая,
изменяющаяся во времени синусоидально с той же частотой, что и напря
женность магнитного поля.
2. Предполагается, что пространственные векторы, характеризующие напря-
женность магнитного поля индукции, параллельны.
47. Амплитуда магнитной проницаемости проницаемость, равная модулю комп
лекспой магнитной проницаемости.
48. Максимальная амплитуда мигнитной проницаемости — максимальные значе-
ния амплитудной магнитной проницаемости как функции амплитуды напря-
женности магнитного поля или индукции,
377
49. Максимальная магнитная проницаемость— магнитное значение магнитной про-
ницаемости как функции напряженности магннтог о поля иа основной кривой
намагничивания по индукции.
50. Обратная магнитная проницаемость — предел отношения изменения магнитной
индукции к удельной амплитуде изменения напряженности магнитного поля
в данной точке начальной кривой намагничивания по индукции (петли маг-
нитного гистерезиса), деленный на магнитную постоянную.
Ъ\. Дифференциальная магнитная проницаемость-- производная от магнитной
индукции по напряженности магнитного поля в данной точке начальной кри-
вой намагничивания но индукции (петли магнитного гистерезиса), деленная
на магнитную постоянную.
52 Импульсная магнитная проницаемость — отношение приращения индукции к
приращению напряженности магнитного поля в материале при намагничива-
нии импульса тока определенной формы, амплитуды и длительности, деленное
иа магнитную постоянную
53 Магнитная вязкость свойство магнитного материала, которое проявляется
в зависимости реакции магнитного материала па приложенное магнитное поле
от длительности воздействия этого поля.
54. Продольная магнитострикция относительное изменение линейного размера
образца из магнитного материала в направлении намагничивания.
55 Магнитострикция насыщения — значение продольной магнитострикции, когда
намагниченность в магнитном материале достигает технического насыщения.
56. Поперечная магнитострикция - относительное изменение линейного размера
образца материала в направлении, перпендикулярном направлению намагпи-
щвания
57. Объемная магнитострикция относительное изменение объема образца маг-
нитного материала при его намагничивании
58. Механострикция — дополнительная относительная деформация, возникающая
в магнитном магсриалс при наложении на него упругих напряжений.
59. Обратный магнитострикционный эффект — изменение намагниченности мате-
риала, обладающего начальной намагниченностью, при воздействии па пего
упругих напряжений.
60. Удельные магнитные потери — мощность, поглощаемая в единице массы маг
нитпого материала н рассеиваемая в виде теплоты при воздействии на мате-
риал меняющегося во времени магнитного поля.
61. Удельные объемные магнитные потери мощность, поглощаемая в единице
объема магнитного материала и рассеиваемая в виде теплоты при воздейст-
вии на материал меняющегося во времени магнитного поля.
62. Удельные магнитные потери на гистерезис — часть удельных магнитных по-
терь, обусловленная явлением магнитного гистерезиса.
63. Удельные магнитные потери на вихревые токи — часть удельных магнитных
потерь, обусловленная вихревыми токами.
64. Тангенс угла магнитных потерь- отношение мнимой части к действительной
части комплексной магнитной проницаемости.
65 Нестабильность магнитной величины — относительное изменение магнитной
величины, вызванное воздействием па магнитный материал механических,
климатических и других внешних факторов.
66. Коэффициент нестабильности магнитной величины — отношение нестабильно-
сти магнитной величины к начальному значению магнитной величины, изме
ренпому до воздействия механических, климатических и других внешни’
факторов.
67. Средний температурный коэффициент магнитной величины - отношение отно-
сительного изменения магнитной величины, вызванного изменением темпсра-
т) ры, к разности конечной и начальной температур.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Стр.
Предисловие........................................................
Введение ............................................................. 5
ЧАСТЬ I. ОСНОВНЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА МАГНИТНЫХ
МАТЕРИАЛОВ
Глава 1. Магнитные моменты, обусловленные собственным (спиновым)
и переносным (орбитальным) движением электрона. Магнитный момент
атома..............................................................
§11. Спиновый и орбитальный магнитные моменты электрона......... 9
§ 1.2. Магнитный момент многоэлектронного атома....................- 1)
Вопросы и задачи................................................. 13
Дополнительная литература........................................ 13
Глава 2. Основные взаимодействия электронов в магнитных материалах 14
§ 2.1. Обменное взаимодействие электронов. Самопроизвольная намагни-
ченность магнитных материалов ....................................... 14
§ 2.2. Магнитокристаллическое взаимодействие электронов. Константы
магнитокристаллической анизотропии магнитных материалов ........... 16
§ 23. Магнитоупругое и магнитостатическое взаимодействия............ 18
Вопросы и задачи ................................................ 20
Дополнительная литература....................................... 20
Глава 3. Основные магнитные свойства магнитных материалов ... 21
§ 3.1. Кривая намагничивания, магнитные проницаемость и восприимчи-
вость в постоянных полях ........................................... 21
§ 3.2. Намагниченность насыщения. Температура Кюри—Нееля............. 23
§ 3.3. Петля гистерезиса. Остаточная индукция и коэрцитивная сила в
постоянных магнитных полях .......................................... 25
§ 3.4. Энергия намагниченного тела................................... 27
§ 3.5. Магнитострикция . ............................................ 28
§ 3.6. Магнитные свойства материалов в переменных магнитных полях . 30
Вопросы и задачи ................................................ 33
Дополнительная литература........................................ 34
Глава 4. Электрические свойства магнитных материалов.............. 3-1
§ 4.1. Электрические свойства металлических магнитных материалов . . 34
§ 4.2. Электрические свойства полупроводниковых магнитных материалов 39
379
Вопросы и задачи................................................. 43
Дополнительная литература........................................ 43
Глава 5. Сверхвысокочастотные и оптические свойства Mai нитных ма-
териалов ........................................................... 43
§ 5.1. Основные СВЧ свойства......................................... 44
§ 5.2. Уравнение движения............................................ 47
§ 5.3 Ферромагнитный резонанс (ФМР)................................ 50
§ 5.4. Спиновые волны................................................ 50
§ 5.5. Оптические свойства магнитных материалов...................... 54
Вопросы и задачи................................................. 59
Дополнительная литература........................................ 59
Глава 6. Химический состав и основные физические факторы, влияющие
на магнитные и электрические свойства магнитных материалов........... 59
§61. Основной и примесный химический состав........................ 00
§ 6.2. Кристаллическая структура..................................... 62
§ 6.3. Дефекты кристаллической решетки............................... 63
§ 6.4 Макроскопические дефекты....................................... 67
§ 6.5. Доменная структура............................................ 68
§ 6.6. Междоменные гранипы........................................... 73
Вопросы и задачи................................................. 76
Дополнительная литература........................................ 76
Глава 7. Обратимые процессы намагничивания и перемагничивания 77
§ 7.1. Обратимое смещение доменной границы........................... 77
§ 7.2. Обратимое вращение самопроизвольной намагниченности......... 80
Вопросы и задачи ................................................ 81
Дополнительная литература........................................ 82
Глава 8. Необратимые процессы намагничивания и перемагничивания 82
§ 8.1. Необратимое смещение доменной границы......................... 82
§ 8.2. Влияние дислокации па процессы смещения доменных границ . . 83
§ 8.3 Сила взаимодействия междоменпой границы с дислокациями ... 88
§ 8.4 Влияние дислокаций, возникающих при пластическом изгибе, на
магнитные свойства кремнистого железа................................ 90
§ 8.5. Влияние дислокационной структуры на температурную зависимость
магнитных свойств кремнистого железа................................. 93
§ 8.6. Спиповолповой механизм образования зародышей перемагничива-
ния и смещения доменных границ в магнетиках.......................... 95
§ 8.7. Необратимые процессы вращения самопроизвольной намагничен-
ности ............................................................ 100
§ 8.8. Магнитная вязкость магнитных материалов...................... 102
Вопросы и задачи................................................ 109
Дополнительная литература....................................... 109
Глава 9. Намагничивание и перема! ничивание магнитных материалов
в переменных магнитных полях . . . -........................... ПО
§ 91. Уравнение движения доменной границы........................... ПО
§ 9.2. Уравнение движения плоской доменной границы в магнитном ма-
териале ............................................................ 113
§ 9.3. Потери энергии при квазнстатнческом смещении доменных границ 115
§ 9.4 Влияние дислокационной структуры.............................. 118
§ 9.5. Статические потери........................................... 123
§ 9.6. Динамические потери......................................... 125
380
Вопросы и задачи.............................................. 126
Дополнительная литература..................................... 126
ЧАСТЬ II. СОВРЕМЕННЫЕ МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ. КЛАССИ-
ФИКАЦИЯ МАГНИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ
Глава 10. Магнитные материалы с наибольшей намагниченностью насы-
щения (железо, железокобальтовые сплавы)............................ 128
§ 10.1. Химический состав и способы получения...................... 128
§ 10.2. Кристаллическая структура.................................. 130
§ 10.3. Магнитные и электрические свойства......................... 133
§ 10.4. Перспективы повышения качества . . 138
Вопросы и задачи................................................ 139
Дополнительная литература....................................... 139
Глава 11. Магиитомягкие материалы с малыми потерями энергии при
перемагничивании в нолях с частотой 50 Гц (электротехническая сталь) 139
§ 11.1. Влияние химического состава на основные взаимодействия ... 140
| 11.2. Химический состав по примесям............................... 142
§ 11.3. Кристаллическая структура.................................. 144
§ 11.4. Дефекты кристаллической структуры.......................... 146
§ 11.5. Способ получения электротехнической стали.................. 151
§ 1) 6. Доменная структура . . . .............................. 154
§ 117 Магнитные и электрические свойства........................... 158
§ 11.8. Перспективы повышения качества.............................. 165
Вопросы и задачи................................................ 167
Дополнительная литература....................................... 168
Глава 12. Магиитомягкие материалы с пониженными потерями энергии
при перемагничивании в полях зву-ковых частот..................... 168
§ 12.1 Влияние химического состава на магнитные свойства............ 168
§ 12.2. Влияние толщины листа на магнитные свойства................ 169
§ 12.3. Магнитные свойства.......................................... 172
§ 12.4. Перспектива повышения качества............................. 175
Вопросы и задачи................................................ 175
Дополнительная литература....................................... 176
Глава 13. Магнитные материалы с наибольшей магнитной проницае-
мостью в слабых полях............................................... 176
§ 13.1. Влияние химического состава ив магнитные свойства.......... 176
§ 13 2 Влияние примесей на магнитные свойства...................... 180
§ 13.3. Кристаллизация и пластическая деформация................... 181
§13 4. Термическая обработка...................................... 183
§ 13 5 Магнитные и электрические свойства.......................... 186
Вопросы и задачи .............................................. 188
Дополнительная литература....................................... 188
Глава 14. Магиитомягкие материалы с заданной зависимостью прони-
цаемости от поля и температуры. Магнитострикционные материалы ... 188
§ 14.1 Магнитные материалы с повышенным постоянством проницаемо
сти в слабых полях................................................ 189
381
§ 14.2. Магнитные материалы с резкой зависимостью проницаемости от
температуры.......................................................... 190
§ 14.3. Магнитострикционные (пьезомагннтные) материалы............... 193
Вопросы и задачи................................................. 195
Дополнительная литература........................................ 196
Глава 15. Полупроводниковые высокопроницаемые магнитные материа-
лы. Магнитомягкие ферриты . 197
§ 15.1. Химический состав ........................................... 198
§ 15.2. Кристаллическая структура ................................... 201
§ 15.3. Самопроизвольпаи намагниченность............................. 204
§ 15.4. Магнитокристаллическая и магиитоупругая анизотропии........ 205
§ 15.5 Магнитные и электрические свойства............................ 207
§ 15 6. Способ изготовления ферритов............................... 208
§ 15.7. Применение горячего пзостатического прессования (ТИП) в про-
изводстве ферритов................................................... 214
§ 15.8. Способы выращивания ферритовых монокристаллов.............. 215
Вопросы и задачи................................................. 216
Дополнительная литература..................................- - - 216
Глава 16. Магнитные материалы с прямоугольной петлей гистерезиса
и большой скоростью перемагничивания................................. 216
§ 16.1. Химический состав ферритов................................... 217
§ 16.2. Кристаллическая структура и термическая обработка ферритов с
ППГ ........................................................... 218
§ 16.3. Магнитные свойства ферритов с ППГ..................... 219
§ 16 4 Топкие магнитные пленки............................... 220
Вопросы и задачи................................................. 222
Дополнительная литература........................................ 222
Глава 17. Сверхвысокочастотпые магнитные материалы и магнитодиэлек-
трики ............................................................... 222
§ 17.1. Химический состав и кристаллическая структура СВЧ магнитных
материалов........................................................... 223
§ 17.2. Магнитодиэлектрикн........................................... 228
Вопросы и задачи .... 232
Дополнительная литература........................................ 232
Глава 18. Магнитотвердые материалы с умеренными значениями коэр-
цитивной силы и магнитной энергии................................ . 233
§ 18 1. Физические условия высококоэрцитивного состояния........... 234
§ 18 2. Петли магнитного гистерезиса магнитол вердых материалов . - 235
§ 18.3. Химический состав, кристаллическая структура, магнитные свойства 236
Вопросы и задачи ... .................................. 2'19
Дополнительная литература........................................ 239
Глава 19. Магнитотверпые материалы с повышенными значениями коэр-
цитивной силы и магнитной энергии . ................................. 239
§ 191 Химический состав кристаллическая структура, термическая об
работка............................................................ 239
§ 19.2. Способ изготовления.......................................... 213
§ 19.3. Mai нитные свойства ..................................... 2-15
382
Вопросы и задачи................................................ 245
Дополнительная литература....................................... 246
Глава 20. Магнитотвердые материалы с большим значением коэрцитив-
ной силы и повышенной магиитиой энергией. Магнитотвердые ферриты . 24'
§ 20.1. Химический состав, кристаллическая структура, термическая об-
работка .......................................................• -
§ 20.2. Способ изготовления ферритовых магнитов.................... 249
§ 20 3. Магнитные свойства........................................ 251
Вопросы и задачи................................................ 253
Дополнительная литература....................................... 253
Глава 21. Магнитотвердые материалы с большими значениями коэр-
цитивной силы и магнитной энергии............................ ..... 253
§ 21.1. Химический состав, кристаллическая структура............... 254
§ 21.2. Доменная структура.......................................... 261
§ 21.3. Способ получения........................................... 266
§ 21.4. Магнитные свойства.......................................... 271
Вопросы и задачи................................................ 277
Дополнительная литература...................................... 278
Глава 22. Магиитотвердые материалы с наибольшей коэрцитивной си-
лой и энергией...................................................... 279
§ 22.1. Химический состав, кристаллическая структура и способ получения 279
§ 22.2. Доменная структура.......................................... 283
§ 22.3. Процессы перемагничивания.............................. • 284
§ 22.4. Магнитотвердые материалы на основе NclFeB-сплава с повышен-
ной температурной стабильностью................................. 285
§ 22.5. Перспектива повышения качества.............................. 288
Вопросы и задачи............................................... 289
Дополнительная литература....................................... 290
Г л а ва 23. Магиитотвердые материалы с повышенной стабильностью . . 290
§ 23.1. Стабильность постоянных магнитов............................ 290
§ 23.2. Магнитотвердые материалы с отрицательным коэффициентом тем-
пературной стабильности ............................................ 292
§ 23.3 Магиитотвердые материалы с нулевыми и положительными коэф-
фициентами температурной стабильности............................. 293
Вопросы и задачи................................................ 295
Дополнительная литература....................................... 295
Глава 24. Магнитные материалы с повышенной плотностью записи ин-
формации ........................................................... 296
§ 24.1. Магнитные материалы с повышенной коэрцитивной силой и боль-
шой плотностью записи информации.................................... 296
§ 24 2. ААагиитные материалы е большим магнитооптическим контрастом 304
Вопросы и задачи................................................ 305
Дополнительная литература . .................................... 306
Глава 25. Магнитные материалы с цилиндрические и доменами .... 306
§ 25 1. Основные требования, предъявляемые к ЦМД материалам [25 1—
25.4] 308
§ 25 2. Ферриты-граиаты . . . . ..................•............... 310
§ 25 3. Ферриты магнитоплюмбиты (гексаферриты)..................... 313
§ 25.4. Аморфные материалы ......................................... 314
383
§ 25.5. Ортоферриты................................................ 314
§ 25.6. Способы изготовления ЦМД-пленок............................ 315
§ 25.7. Перспектива развития ЦМД-материалов [25.4]..................317
Вопросы и задачи............................................... 318
Дополнительная литература...................................... 319
Глава 26. Аморфные магнитные материалы............................. 31<
§ 26.1. Структура аморфных магнитных материалов..................... зц
§ 26.2. Способы получения аморфных магнитных материалов............ 322
§ 26.3. Mai нито.мягкие аморфные материалы......................... 322
§ 26.4. Магнитотвердые аморфные ма герналы..........................323
Вопросы и задачи............................................... 324
Дополнительная литература...................................... 324
Приложения......................................................... 325
Дополнительная литература ......................................... 374
Основная литература ............................................... 374
Определение терминов по магнитным ма гериалам по ГОСТ 19699—74 . . 375
Учебное издание
Мишин Дмитрий Дмитриевич
МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
Зав. редакцией Е. С. Гридасова
Редактор С. Л. Крылов
Мл. редактор Н. А Власова
Оформление художника В В. Гарбузова
Художественный редактор В. И. Пономаренко
Технический редактор Л. А. Муравьева
Корректор В В. Кожуткица
И Б № 8160
Изд. № ФМ-33 Сдаио в набор 19.04.90. Поди, в печать 06.09.90, Формат 60Х88’Лв. Бу^.
офс. № 1. Гарнитура литературная. Печать офсетная. Объем 23.52 уол печ л 23,52 усл.
кр -отт 23.78 уч.-изд. л. Чира ж 6300 экз. Зак. Afe 326. Цена 1 р. 60 к.
Издательство «Высшая школа», 101430. Москва. ГСП-4, Псглинная ул , Д. 29/14.
Московская типография № 8 Государственного комитета СССР по печати,
101898, Москва, Хохловский пер., 7