Магнитотвердые материалы - Сергеев В.В., Булыгина Т.И.

Author: Сергеев В.В. Булыгина Т.И.

Tags: электротехника электротехнические материалы и изделия издательство энергия ферромагнитные сплавы сплавы и материалы постоянный магнит

Year: 1980

Similar

Справочник по электротехническим материалам. В трех томах. Том 3.

Электротехнические материалы

Постоянные магниты: Справочник

Электротехническое материаловедение. Электроизоляционные материалы

Text

В.В. СЕРГЕЕВ, Т.И. БУЛЫГИНА

МАГНИТОТВЕРДЫЕ
МАТЕРИАЛЫ
В. В. СЕРГЕЕВ. Т. И. БУЛЫГИНА

МАГНИТОТВЕРДЫЕ

МАТЕРИАЛЫ

МОСКВА «ЭНЕРГИЯ* 1980
ББК 31.235
С 32

УДК 621.318.12

Сергеев В. В., Булыгина Т. И.

С 32 Магнитотвердые материалы. — М.: Энергия,
1980. — 224 с., ил.

70 к.

В книге описываются общие закономерности, связывающие со-
став и структуру ферромагнитных сплавов с их магнитными харак-
теристиками. и рассматриваются важнейшие промышленные марки
сплавов. Основное внимание уделено сплавам типа ЮНДК как мате-
риалам. нашедшим в настоящее время самое широкое применение, и
сплавам Со-РЗМ как наиболее перспективным материалам для по-
стоянных магнитов.

Книга рассчитана на инженеров и научных работников, зани-
мающихся созданием и исследованием магниготвердых материалов,
а также разработкой устройств с применением постоянных магнитов

с 30308-249

051(01)-80

120-79. 2302020000

ББК 31.235

6П2.1.06

Ф Издательство «Энергия», 1980 г.
ПРЕДИСЛОВИЕ

Магнитотвердые материалы — это сплавы и химиче-
ские соединения, относящиеся к классу ферро- и ферри-
магнетиков и отличающиеся большой коэрцитивной си-
лой (условно больше 4 кА/м). Магнитотвердые матери-
алы, которые обладают высокой остаточной намагничен-
ностью, применяются для изготовления постоянных маг-
нитов.

К настоящему времени разработана широкая гамма
магнитотвердых сплавов и соединений: Fe-Co-V,
Fe-Со-Сг, Fe-Ni-AI, Fe-Ni-Cu, Fe-Co-Cu, Fe-Co-Ni-Al-Cu,
Pt-Со, Mn-Al-C, Mn-Bi, Co-P3M, Co-Cu-P3M, ферриты
Ba и Sr и др.

Указанные магнитотвердыс материалы обладают
различными сочетаниями магнитных, механических, тех-
нологических и эксплуатационных свойств. В книге рас-
сматриваются только магнитотвердые материалы для
постоянных магнитов.

Разнообразие магнитотвердых материалов связано
с различными требованиями к постоянным магнитам
в разных областях применения.

Постоянный магнит — это изделие из магнитотвердо-
го материала, имеющее определенную форму и разме-
ры, прошедшее специальные технологические операции
и получившее необходимые магнитные свойства. Маг-
нит является источником магнитного поля, и, будучи
однажды намагничен до насыщения, устойчиво сохраня-
ет свои свойства в процессе эксплуатации и хранения.

Магниты применяются в электрических двигателях,
генераторах, приборах, аппаратах, магнетронах, лампах
бегущей волны, электронных часах, муфтах, редукторах,
магнитных подвесах, подшипниках, медицинском обору-
довании, магнитоэлектрических приводах и т. п. В каж-
дом отдельном применении возникают особые требова-
ния к физико-механическим характеристикам магнитов.
Например, в синхронных двигателях мощностью 2—
100 кВт во время пуска возникает размагничивающее
поле высокой напряженности, равной или превышаю-
щей коэрцитивную силу магнита. Специфическим требо-
ванием к магнитам в этом случае является совпадение
кривой возврата индукции с кривой размагничивания,
чтобы магнит после каждого размагничивания восста-
навливал исходную индукцию в рабочей точке. Такому
требованию удовлетворяют магниты из сплавов Со-РЗМ
и ферритов Ва и Sr. Другим примером является исполь-
зование магнитов в качестве активной части ротора бес-
контактных двигателей постоянного тока. В этом случае
применяются монокристаллические магниты из сплавов
системы Fe-Ni-Al-Co-Cu, так как они обладают высокой
остаточной индукцией и создают магнитный поток боль-
шой однородности в рабочем зазоре двигателя.

Область применения постоянных магнитов продол-
жает неуклонно расширяться, в частности, в связи с раз-
витием космической техники. В этой области постоян-
ные магниты стали практически внеконкурентными ис-
точниками магнитного поля.

Технология производства постоянных магнитов носит
прецизионный характер и основывается на экстремаль-
ных зависимостях физико-механических свойств магни-
тов от состава сплава, кристаллического строения, тем-
пературно-временных режимов обработки. В условиях
производства при очень большой номенклатуре магни-
тов по массогабаритным характеристикам чрезвычайно
трудно осуществить для каждого типа магнита опти-
мальные технологические режимы, необходимые для
сплава данного состава. Поэтому для специалистов, ра-
ботающих в области производства и разработки посто-
янных магнитов, важное значение имеют сознательное
управление технологическими процессами и их коррек-
тировка применительно к различным типам магнитов.
По мнению авторов, это возможно на основе системати-
зации данных по формированию высококоэрцитивного
состояния сплавов, полученных советскими и зарубеж-
ными исследователями, а также по изучению природы
магнитного гистерезиса, фазовой и кристаллической
структуры сплавов.

В книге поставлена цель изложить современные
представления о фундаментальных свойствах, характе-
ризующих высококоэрцитивное состояние магнитотвер-
дых материалов: константах анизотропии, намагничен-
ности насыщения, восприимчивости, процессах перемаг-
ничивания, фазовой и кристаллической структурах.

Авторы старались показать взаимосвязь магнитных
свойств со структурой материала на отдельных этапах
технологического процесса.

В книге приводится экспериментальный материал по
влиянию на магнитные свойства сплавов отдельных ле-
гирующих элементов, методов литья и кристаллизации,
кристаллического строения, размеров частиц, степени их
ориентированности, режимов спекания.

Из широкого разнообразия магнитотвердых матери-
алов авторы выбрали три системы: Со-РЗМ,
Fe-Co-Ni-Al-Cu, Fe-Со-Сг. '

Магнитотвердые материалы из соединений Со-РЗМ
были впервые разработаны в конце 60-х годов и в на-
стоящее время по своим магнитным параметрам Нс и
(ВН)тах намного перекрывают все известные магнито-
твердые материалы. В частности, в связи с высокими
значениями коэрцитивной силы по индукции, близкими
к предельному значению НсВ=Вг, магниты из соедине-
ний Со-РЗМ обладают малой проницаемостью возврата,
которая может быть даже равна единице во втором и
частично в третьем квадрантах петли гистерезиса. Это
означает, что прямая возврата индукции совпадает
с кривой размагничивания магнита в координатах В, Н.
Иными словами, магнит в процессе эксплуатации мо-
жет подвергаться размагничиванию встречным полем
с напряженностью, превышающей его коэрцитивную си-
лу //«в, а затем после снятия этого поля полностью вос-
станавливать индукцию, определяемую рабочим зазо-
ром. Магниты из соединений Со-РЗМ являются уни-
кальными для применения в магнитных системах, осно-
ванных на использовании силы отталкивания между
магнитами. В настоящее время магниты из соединений
SmCos и (SmPr)Co5 широко внедряются в различные
устройства. Стоимость их пока высока, однако уже пред-
ложены пути ее снижения.

Магниты, изготовленные из сплавов системы
Fe-Co-Ni-Al-Cu (марки материала ЮН, ЮНД, ЮНДКТ
ГОСТ 17809-72), являются активными элементами мно-
гочисленных серий приборов, электрических машин и
аппаратов. Эти сплавы характеризуются благоприятным
соотношением между магнитными свойствами и стои-
мостью производства. Поэтому неудивительно, что до
сих пор многие конструкторы ориентируются на них при
разработке различного рода магнитных систем для но-
вых серий электрических машин, приборов, аппаратов.

Магнитотвердые сплавы системы Fe-Co-Cr были от-
крыты сравнительно недавно и пока еще не нашли ши-
рокого применения. По магнитным свойствам они близ-
ки к магнитотвердым сплавам системы ЮНДК, но тех-
нологические свойства их значительно лучше. Если маг-
ниты из сплавов системы ЮНДК в высококоэрцитивном
состоянии обрабатываются только шлифовкой, то маг-
ниты из сплавов системы Fe-Co-Cr могут обрабатывать-
ся ковкой, штамповкой, прокаткой, резанием.

Настоящая книга содержит четыре главы.

В гл. 1 приведены сведения о физических основах
магнитного гистерезиса ферромагнитных материалов.

В гл. 2 рассмотрены материалы на основе интерме-
таллических соединений переходных металлов с редко-
земельными элементами. В ней обобщены результаты
исследований как в области теоретических представле-
ний о магнетизме интерметаллических соединений типа
Со-РЗМ, так и в области технологии изготовления из
них магнитов.

В гл. 3 подробно описаны химический и фазовый со-
став сплавов системы Fe-Co-Ni-Al-Cu, морфология и ки-
нетика фазовых превращений в указанных сплавах, тех-
нология их приготовления различными способами, ре-
жимы термической обработки.

В гл. 4 приводятся краткие литературные данные,
касающиеся новых высококоэрцитивных материалов на
основе системы Fe-Co-Cr.

В написании гл. 3 и 4 настоящей книги принимал
участие Ю. М. Рабинович, которому авторы выражают
глубокую признательность.

Авторы
Глава первая

ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
МАГНИТОТВЕРДЫХ МАТЕРИАЛОВ

1-1. ТЕХНИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ МАГНИТОТВЕРДЫХ
МАТЕРИАЛОВ

Магнитотвердые материалы применяются в основном

для изготовления постоянных магнитов, которые ис-

пользуются как источники постоянного магнитного поля
в некотором «рабочем» воздушном зазоре между полю-
сами или как- тела, способные взаимодействовать

с внешним магнитным полем, развивая при этом боль-
шие силы отталкивания или притяжения. Основные

магнитные свойства магни-
тотвердого материала при-
нято характеризовать пет-
лей гистерезиса — графиче-
ской зависимостью его на-
магниченности М или индук-
ции В=ц0(ЛГ+/7) от на-
пряженности внешнего поля
Н (цо—абсолютная проница-
емость вакуума) (рис. 1-1).

Возрастание намагничен-
ности от нулевого до макси-
мального значения, равного

Рис. 1-1. Кривая намагничива-
ния О А и предельные петли
гистерезиса ферромагнитного
материала роМ(Я) и В (Я).

намагниченности насыще-
ния Afs, изображается гра-
фически кривой намагничи-
вания (кривая ОД, рис. 1-1),
ход намагниченности (или

индукции) при циклическом изменении напряженно-
сти внешнего поля в пределах —Н9— предельной

петлей гистерезиса по намагниченности (или по индук-

ции), где /76 — напряженность поля, необходимая для
достижения А13.
Материал постоянного магнита при его использо-
вании находится, как правило, в условиях размагничи-
вающего поля, созданного его свободными поверхностя-
ми или внешним источником. Поэтому качество матери-
ала характеризуют участком петли гистерезиса во II
квадранте («кривая размагничивания») от остаточной
намагниченности или индукции p0Afr=Br при Н=0 до
нулевой намагниченности или индукции в размагничи-
вающем поле с напряженностью, равной коэрцитивной
силе по намагниченности НсМ или по индукции НгВ со-
ответственно (рис. 1-1). Если материал отличается вы-
сокой однородностью структуры, то значения коэрци-
тивной силы отдельных малых его объемов одинаковы и
кривая размагничивания цоМ(Н) имеет форму, близкую
к прямоугольной; намагниченность не изменяется до
значения напряженности поля —Н—НсМ, при достиже-
нии которой скачком перемагничивается весь объем ма-
териала. Предельное значение Нсм определяется меха-
низмом перемагничивания материала и теоретически
может достигать напряженности поля анизотропии ма-
териала. Реальные магнитотвердые материалы неодно-
родны по структуре и характеризуются некоторым рас-
пределением объема материала по значениям коэрци-
тивной силы. Поэтому с ростом напряженности размаг-
ничивающего поля намагниченность материала умень-
шается постепенно.

Коэрцитивная сила материала по намагниченности
Нем численно равна напряженности такого внешнего
размагничивающего поля, в котором половина объема
материала изменяет направление векторов намагничен-
ности на противоположное, так что суммарная намагни-
ченность материала равна нулю. Значение НсМ, однако,
недостаточно полно характеризует устойчивость намаг-
ниченности материала при воздействии внешнего раз-
магничивающего поля. Поэтому вводят дополнительные
характеристики материала, например значение Hh, рав-
ное напряженности такого внешнего размагничивающе-
го поля, в котором изменяет направление намагничен-
ности 5% объема материала (т. е. в поле Hh намагни-
ченность материала имеет значение, на 10% меньшее
,( । остаточной намагниченности, или цоМ=О,9Вг).

Коэрцитивная сила по индукции НгВ численно равна
такой напряженности внешнего размагничивающего
’ L поля, при котором индукция материала равна 0, при
этом намагниченность материала равна напряженности
внешнего размагничивающего поля

В=ро(Л[-|-//)=О, Л1в=о——Нев

Рис. 1-2. Идеальная кривая
размагничивания магнито-
твердого материала.

/-В(Я); 2-11оМ(Я).

и для устранения этой намагниченности необходимо
приложить дополнительное иоле, т. е. всегда Нм>Нсв>
Если магнитотвердый материал характеризуется вы-
соким значением Нсм, одинаковым по всему объему
материала, т. е. зависимость
jxoAl (Я) представляет собой
прямую линию, параллельную
оси абсцисс (до значений на-
пряженности Н — Нсм), то
легко видеть, что кривая раз-
магничивания по индукции
В(Н) такого материала пред-
ставляет собой прямую, про-
ходящую через точки ц0Л1г=
=ВГ и Нсв=Вг (рис. 1-2).
Таким образом, верхним пре-
делом Нсв материала являет-
ся значение его остаточной
индукции Вг. При расчетах
устройств с постоянными маг-
нитами в тех случаях, когда
ства зависит от взаимодействия магнитов с внеш-
ним магнитным полем, основой расчетов служат харак-
теристики кривой iiqM (Н) (например, при расчете под-
шипников с магнитным подвесом). В тех случаях, когда
используется энергия магнитного поля, создаваемого
магнитами в зазоре системы, основой расчетов магнит^
ных систем служат характеристики кривой В(Н) маг-
нитотвердых материалов. В последнем случае мерой ма-
ксимальной энергии магнитного поля, создаваемого еди-
ницей объема постоянного магнита в рабочем воздуш-
ном зазоре, является произведение ВН для различных
точек кривой размагничивания магнита. Наиболее эф-
фективно и экономично данный магнитотвердый матери-
ал используется в статической магнитной системе, рас-
считанной таким образом, что положение «рабочей точ-
ки» магнита на его кривой размагничивания В(Н) со-
ответствует точке (BH)niax. Заданное значение энергии
магнитного поля в зазоре системы может быть обеспе-
чено тем меньшим объемом магнитотвердого материала,
чем выше значение произведения (ВН)тах. На предель-
ной кривой В(Н) магнитотвердого материала (рис. 1-2)
опо соответствует точке с координатами Вт/2 и Нсв!2.
Поскольку при этом Нев=Вг, то (ВН) max— (втуц.
Верхним пределом Вг является намагниченность насы-
щения материала Br тпал=ц0Л1в. Поэтому окончательно по-
лучаем выражение для предельного значения энергети-
ческого произведения ВН магнитотвердого материала

(ВЯ)^=-ЦМ1. (ы)

Одной из важнейших технических характеристик
магнитотвердых материалов является также проницае-
мость возврата цв, характеризующая изменение индук-
ции магнита при обратимых изменениях размагничива-
ющего поля (во II квадранте петли гистерезиса) и рав-
ная тангенсу среднего угла наклона частной петли воз-
врата индукции:

/АН \
'Wb'

Чем меньше значение тем выше стабильность ин-
дукции магнитов при обратимом воздействии внешнего
размагничивающего поля и других факторов.

В последующих разделах настоящей главы изложены
физические представления о природе процесса, опреде-
ляющего основные свойства магнитотвердых материа-
лов — процесса возникновения в них под действием
внешнего магнитного поля большой результирующей на-
магниченности, устойчиво сохраняющейся при снятии
внешнего поля. Численные значения физических пара-
метров магнитных материалов (таких, как энергия и
поле анизотропии, энергия доменных границ, удельная
намагниченность и т. д.), а также технических характе-
ристик магнитных материалов (таких, как остаточная
индукция, коэрцитивная сила, энергетическое произве-
дение) приведены в единицах системы СИ; физические
уравнения в гл. 1 записаны в системе СГСМ.

Для удобства пользования приведенными численными значения-
ми характеристик приводим основные единицы измерения магнитных
величин в системе единиц СИ, а также соотношение между этими
единицами и соответствующими им в системе СГСМ.

За единицу магнитной индукции, называемую в системе СИ тес-
ла (Тл), принимается такая индукция, при которой ток в 1 А в вит-
10
ке площадью в 1 м2 вызывает вращающий момент в 1 Н-м:

В = -^=1Н/А-м = 1 Тл.

Соотношение между единицами индукции в системах СГСМ и
СИ- 1 Гс=10-* Тл.

В системе СИ наряду с безразмерной относительной магнитной
проницаемостью ц вводится абсолютная магнитная проницаемость
ga = HHo. которая, так же как ц0, является величиной размерной
(цо=4.т-10-’ Н/А2). Напряженность магнитного поля Н в вакууме
связана с магнитной индукцией соотношением

Ра РРо Ро ’

где В9 — магнитная индукция в вакууме.
При Во = 4л. 10 -7 Тл

Ро

4л-10-7 Н/(А-м) , д
4л.10’7Н/А2 el А/м'

Единица напряженности магнитного поля в системе СИ — ампер
на метр (А/м) — напряженность такого поля, магнитная индукция
которого в вакууме равна 4л-10"7 Тл. Соотношение между единица-
ми напряженности магнитного поля в системах СИ и СГСМ:
1 А/м=4п-10“7 Тл=4л-10-3 Э, или 1 Э=79,6 А/м%0,08 кА/м.

При использовании системы СИ выражение для индукции мо-
жет быть записано двояким способом:

1) В = цц0Я= Цо (Н+М) = цоН+цоМ.

где p = l+-^-;Af — намагниченность (или магнитный момент еди-
Н

ницы объема магнетика), выраженная в тех же единицах, что и
напряженность магнитного поля Я, т. е. в амперах на метр;

2) В=ИРоЯ=ЦоЯ+А

где ц=1+—Р — магнитная поляризация магнетика, выра-
женная в тех же единицах, что и магнитная индукция В, т. е
в теслах.

М Р

Отношение ~РГ~^ГН =Лт — объемная магнитная восприимчи-
вость магнетика — величина, так же как и проницаемость р, безраз-
мерная.

За единицу магнитного потока в системе СИ принимается поток
через плоскую поверхность площадью в 1 м2, перпендикулярную си-
ловым линиям однородного магнитного поля, индукция которого
равна 1 Тл. Эта единица называется всбсром (Вб):

1 Вб=1 Тл-1 м2.

Соотношение между единицами магнитного потока в системах
СИ и СГСМ:

1 Вб—10* Гс-104 см2 =10’ Мкс.
Плотность энергии магнитного поля в вакууме (ц=1) в системе
единиц СИ может быть вычислена по формуле

Ва ВН

2 “ 2р.о - 2 *

Размерность единицы плотности магнитной энергии в системе СИ

[В] - [Н] = 1Н- 1 АДА-м-м) - 1Н/М8 = 1 Дж/м*.

Таким образом, единицей плотности магнитной энергии в систе-
ме СИ является джоуль на метр кубический.

В случае необходимости перехода от значений магнитной энер-
гии, выраженной в единицах системы СГСМ, к значениям, выражен-
ным в единицах системы СИ, следует учитывать следующее соотно-
шение:

1 Гс-1 Э=10-4 Тл-79,6 А/м=79,6 10-4 Дж/м3
или

1 Дж/м3с= 125,6 Гс*Э.

1-2. НАМАГНИЧЕННОСТЬ

По современным представлениям источником маг-
нитного поля являются движущиеся электрические за-
ряды. В веществе имеют место два типа микроскопиче-
ских токов, связанных с орбитальным и спиновым дви-
жением заряженных частиц. Поэтому ядра и электрон-
ные оболочки атомов обладают определенным результи-
рующим орбитальным и спиновым магнетизмом, коли-
чественной характеристикой которого являются соответ-
ствующие магнитные моменты атомов. Мерой магнит-
ного состояния макроскопического образца материала
служит результирующий магнитный момент, отнесенный
к единице объема или к единице массы образца.

Вектор магнитного момента единицы объема мате-
риала называется намагниченностью

«•=>. (1-2)

где Spa — сумма магнитных моментов всех атомов
в объеме Дп*.

Вектор магнитного момента единицы массы матери-
ала называется удельной намагниченностью. Намагни-
ченность материала является источником магнитостати-
ческого поля Нм в пространстве вокруг него. Если, кро-
ме того, в данном пространстве имеются и макроскопи-
ческие электрические токи, создающие магнитное поле
12
Но, то в соответствии с принципом суперпозиции полей
вектор суммарного магнитного поля равен Н=НМ+НО.

Намагниченность материала является функцией
внешнего магнитного поля М=хН0, где и— магнитная
восприимчивость вещества материала, причем в сильно-
магнитных материалах, таких как ферромагнетики и
ферримагнетики, магнитная восприимчивость является
нелинейной функцией поля.

Основные свойства ферромагнитных материалов объ-
ясняются на основе двух гипотез: о существовании в них
самопроизвольной (спонтанной) намагниченности, не
зависящей от внешнего поля и равной намагниченно-
сти насыщения материала Ме, и о разделении ферро-
магнетика в равновесном состоянии на области (доме-
ны), намагниченные до насыщения, но с таким распре-
делением направлений намагниченности, что О,

где V{ — относительный объем i-й области.

При воздействии магнитного поля на ферромагнетик
изменяется его магнитная (доменная) структура. При
этом возрастает внутренняя энергия ферромагнетика.
Выражение для изменения внутренней энергии единицы
объема ферромагнетика в магнитном поле может быть
записано в виде

dE=dQ+HdM, (1-3)

где dQ — тепло, выделяемое в единичном объеме фер-
ромагнетика при намагничивании; Н dM— работа, за-
траченная на изменение намагниченности в направле-
нии поля на dM.

Если для простоты предположить, что восприимчи-
вость x=const, то намагниченность материала прямо
пропорциональна Н и тогда увеличение внутренней
энергии Е единицы объема ферромагнетика вследствие
его намагничивания равно:

&E=^HdMz=-LnH' =±-НМ. (1-4)

Полная энергия £' единицы объема материала в маг-
нитном поле может быть записана следующим образом:

£,=£+£н=£—ЯМ, (1 -5)

где £н=—НМ — потенциальная энергия единицы объе-
ма намагниченного материала во внешнем магнитном
поле (направления М и Н совпадают).
Изменение полной энергии единицы объема материа-
ла вследствие его намагничивания при воздействии
внешнего магнитного поля согласно (1-4) и (1-5) имеет
вид:

ЬЕ' = ~НМ — НМ=----------^НМ. (1-6)

Внутренняя энергия единицы объема однородного
ферромагнитного материала складывается из составля-
ющих различного происхождения и приближенно может
быть представлена в виде

£=£обм+£рЧ £а+£п (1-7)

где £обм— энергия обменного взаимодействия; £р —
магнитостатическая энергия в собственном размагничи-
вающем поле образца; £а — энергия анизотропии; £г —
энергия доменных границ.

От соотношения этих составляющих и их изменения
при воздействии на материал внешнего магнитного по-
ля зависит характер процесса намагничивания. Равно-
весная намагниченность ферромагнетика во внешнем
магнитном поле определяется условием минимума его
полной энергии (1-5).

1-3. ЭНЕРГИЯ ОБМЕННОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ

Спонтанная намагниченность ферромагнитного мате-
риала является следствием нс только наличия магнит-
/ него момента атомов, связанного со спиновым моментом
электронов, по и наличия поля взаимодействия между
? спинами электронов соседних атомов, приводящего
к параллельной ориентации спиновых моментов атомов.

Если на 1 г вещества приходится п атомов, каждый
из которых имеет матнитный момент т, то соответству-
ющая максимальная удельная намагниченность вещест-
ва о=пт достигается при абсолютной температуре Т=
=0 при параллельной ориентации магнитных моментов
всех атомов. При возрастании температуры вещества
совершенная ориентировка магнитных моментов атомов
нарушается и значение о уменьшается; при некотором
критическом значении температуры в (точка Кюри)
тепловая энергия атомов превышает энергию взаимо-
действия между спиновыми моментами атомов и упоря-
доченная ориентация атомных магнитных моментов сме-
няется хаотической.
При температуре Т>0 ферромагнетик становится
парамагнетиком с постоянной восприимчивостью х=
=М1Н. Точка Кюри для железа 0=77О°С, для кобальта
0=112О°С, для никеля 0=36О°С, для гадолиния 0=
=20°С.

Взаимодействие между электронами, которое ориен-
тирует их спины параллельно, феноменологически мо-
жет быть описано как результат влияния молекулярно-
го магнитного поля (поля Вейсса), напряженность кото-
рого Hw пропорциональна намагниченности вещества

Н уу =;V yyJM=2Vnrpo»

где Nw — постоянная Вейсса; р — плотность вещества.

Спиновый магнитный момент атома имеет в этом по-
ле потенциальную энергию W=—tnHw- Оценка напря-
женности «молекулярного» поля может быть проведена
следующим образом: в точке Кюри 0 тепловая энергия
kB (k — постоянная Больцмана) электронного спина
должна оыть того же порядка, что и энергия взаимодей-
ствия магнитного момента электрона тв (тн — магне-
тон Бора) с полем Hw:

Отсюда

10* кА/м(^ 10* кЭ).

Такое сильное поле не может быть объяснено обыч-
ным магнитным взаимодействием электронных магнит-
ных моментов (поле взаимодействия которых на три-че-
тыре порядка ниже указанного). Природа «молекуляр-
ного» поля связана с обменными си.тамм,—имеющими
электростатическое происхождение. Выражение для
энергии обменного взаимодействия единицы объема фер-
ромагнетика (если соседние спины составляют лишь
малые углы друг с другом) записывается в виде уравне-
ния (1-8) (учитываются только члены, зависящие от
угла между спинами <p; Sf и S; — спиновые меха-
нические моменты атомов i и /, измеряемые в единицах
Л/2л, h — постоянная Планка; J — энергетический ин-
теграл, называемый обменным и определенный таким
образом, что когда />0, энергия при параллельной ори-
ентации двух спинов меньше, чем энергия при их анти-
параллельной ориентации):

£<rtlI=-2/SS<S/ = -27S*Scos?// == (1-8)
При изменении <р<Г только в направлении х (для
случая кубической решетки с постоянной а) из (1-8)
следует выражение для обменной энергии на один атом
JS* , что дает для энергии на единицу объема
выражение

где v — число атомов на ячейку решетки (v=l, 2 и 4
соответственно для простой, объемноцентрированной и
гранецентрированной кубической решетки); А=у13*1а—
константа обмена.

В общем случае выражение для плотности энергии
обмена может быть записано в виде

£O6M=/l[(Vai)2+(Va2)2+(Va3)2], (1-10)

где аь аг и аз — направляющие косинусы спинов.

Соотношение между константой обмена А и коэффициентом мо-
лекулярного поля Вейсса Nw можно установить, приравнивая обмен-
ную энергию ферромагнетика к его магнитостатической энергии
в молекулярном поле Вейсса, равной-у AfirAlV При параллельной
ориентации спинов (при насыщении) обменная энергия, связываю-
щая спиновый магнитный момент атома с г ближайшими соседями
в ячейке, равна 2JS2z; если на ячейку приходится v/2 пар атомов,
то энер!ия на единицу объема может быть записана как

JS2zv j_

2а9 = а* а2

и связь между А и N^ дается соотношением

А г/а1 = 1/2 (1-1 1)

Числа г ближайших соседей атома составляют 6, 8, 12 для про-
стой, объемно-центрированной и гранецентрнрованной решеток соот-
ветственно. Значения А определяют приближенно из экспериментов
(измерений точки Кюри, температурной зависимости насыщения при
низких температурах, нз измерений спиноволнового резонанса
и т. д.).

Значения Л, а также значения Nw, рассчитанные по (1-11), для
ряда материалов приведены в табл. 1-1.

Под влиянием обменного взаимодействия в материале может
возникать упорядоченное распределение атомных магнитных момен-
тов. В материалах, для которых выполняется условие />0, обмен-
ное взаимодействие благоприятствует параллельной ориентации
атомных моментов — ферромагнитному атомному порядку, наблю-
1Ь
даемому в интервале температур от О К до точки Кюри О. К таким
материалам относятся металлы группы железа (железо, кобальт, ни-
кель), часть редкоземельных металлов (Gd, Tb, Dy, Но, Er, Tm, Yb),
сплавы и соединения этих элементов, соединения элементов хрома и
марганца с другими элементами, соединения металлов группы акти-
нидов.

В материалах, для которых выполняется условие /<0, обменное
взаимодействие способствует антиферромагнитному порядку с анти-
параллельной направленностью магнитных моментов соседних ато-
мов в материале. В этом случае результирующий момент элементар-

Та б л ица 1-1

Материал ДЮ'» Дж/м (io-* Тл Гс
Fe 0,8—2,0 0,17 1710 6700
Со 1,0—1,5 0,14 1420 10 800
Ni 0,3-0,9 0,05 480 13 800
SmCo, 3.5 0,09 900 75 000

иой магнитной ячейки кристалла может быть равен нулю (скомпен-
сированный антиферромагнитный порядок) или разностному
магнитному моменту (нескомпенсированный антиферромагнитный
порядок или ферримагнетизм). К антиферромагнетнкам относятся
металлы: хром, марганец, редкоземельные металлы (Се, Pr, Nd, Sm,
Ей), многие соединения переходных элементов, например FeO, FeCl2,
МпО и др.

К ферромагнетикам относятся интерметаллические соединения
резкоземельных металлов с кобальтом, двойные окислы, образуемые
окисью железа Fe2O8 с окисламн металлов (ферриты), и другие со-
единения.

Имеются также материалы, в которых сосуществуют положи-
тельное и отрицательное обменные взаимодействия, например гете-
рогенная система с пространственно-разделенными ферро- и анти-
ферромагнитными фазами Со и СоО, но с тесным их контактом
(вещества с «обменной» анизотропией) [1-1].

1-4. МАГНИТОСТАТИЧЕСКАЯ ЭНЕРГИЯ ФЕРРОМАГНЕТИКА
В СОБСТВЕННОМ РАЗМАГНИЧИВАЮЩЕМ ПОЛЕ

Потенциальная энергия намагниченных материалов
во внешнем магнитном ноле с напряженностью Н мо-
жет быть записана в виде

Ен=— Н М8=—НМЛ cos ф, (1 -12)

где ф — угол между М8 и Н.

Энергия минимальна при совпадении направлений
намагниченности и напряженности поля (ф=0) и равна
при ЭТОМ EHmin=—НМВ [см. (1-5)].
Намагниченное тело конечных размеров обладает
потенциальной энергией даже в отсутствие внешнего по-
ля вследствие взаимодействия намагниченности магне-
тика с собственным полем, им создаваемым.

На горцах образцов намагниченность скачкообразно
изменяется от М8 в материале до нуля вне его, что при-
нято представлять как возникновение свободных маг-
нитных полюсов на поверхности образца. Представле-
ние о наличии свободных магнитных полюсов аналогич-
но понятию о поверхностном заряде в электростатике.
При этом плотность магнитных зарядов считается рав-
ной кМ„ где к — единичный вектор, перпендикулярный
поверхности магнетика. Фактически магнитных зарядов
реально не существует; концепция магнитных полюсов
является лишь удобным способом математического опи-
сания состояния намагниченности тела конечных раз-
меров.

Собственное поле образца, создаваемое его магнит-
ными полюсами, пропорционально намагниченности М,
и внутри образца его направление противоположно на’
магниченности; поэтому поле называется размагничива-
ющим и записывается как Яр=—NM> где N — коэффи-
циент размагничивания.

Влияние размагничивающего поля «свободных по-
люсов» Нр может быть учтено как поправка к внешнему
полю Hq, так что напряженность поля в магнитном об-
разце можно записать в виде

(1-13)

Отсюда внутренняя энергия единицы объема образца
[см. (1-4)] равна:

£=4- HtM-4 NM* = £, — 4 NM, (1-14)

а полная энергия (1-6) единицы объема образца равна:

£' = -4-£|.Л1 = £;+4-^1. (1-15)

Второй член в (1-15) можно рассматривать как маг-
нитостатическую энергию единицы объема в собствен-
ном размагничивающем поле образца.

Поскольку известно, что напряженность электриче-
ского поля, создаваемого бесконечной поверхностью
с плотностью электрического заряда е, равна е/2 (в си-
18
стеме СИ), то по аналогии образец и виде бесконечно
тонкой пластины, намагниченной вдоль толщины, созда-
ет поле ЛЦ2; для такой пластины внутреннее поле, соз-
даваемое обеими поверхностями, равно Ма и, следова-
тельно, коэффициент размагничивания равен 1; коэффи-
циент размагничивания однородно намагниченного сфе-
роида равен 1/3. В реальных магнитных телах размаг-
ничивающее поле однородно лишь в том случае, когда
они имеют эллипсоидальную форму и при этом равно-
мерно намагничены. Во всех магнитных телах иной
формы (цилиндры, стержни прямоугольного сечения
и т. д.) размагничивающее поле неоднородно.

Таблица 1-2

р Эллипсоид Цилиндр Стержень прямоугольного сечения'
"б "б
0 1,00 1,000 1,000 1.000 1,000
0,01 0,985 0,965 0,964 0,981 0,980
0,1 0,861 0,797 0,785 0.879 0,873
0,2 0,751 0,680 0,657
0,4 0,588 0,528 0,484 0,691 0,667
0,8 0,394 0,362 0,291
1,0 0,333 0,312 0,232 0.500 0,449
2 0,174 0.182 0,094
3 0,109 0,128 0,048
4 0,075 0,098 0,029 0,230 0,153
6 0,043 0,067 0,013
8 0,028 0,051 0,008
10 0,020 0,041 0,006 0,121 0,063
100 0,000 0,004 0,000 0,019 0,006
1000 0,000 0,000 0,000 0,003 0,001

Примечания: 1. р—опюпение длин осей для эллипсоида, отношение дли-
ны к диаметру для цилиндра, намагниченного продольно, отношение сторон a/Ь для
прлмоуго пьного сечения стер-кил, намагниченного в направлении а.

2. При пользовании формулой (1-13) по системе СГСМ следует значения Л' в
абл. 1-2 умножить на 4к.

При оценке внутреннего размагничивающего поля
таких тел используют обычно средние значения их ко-
эффициента размагничивания, усредняя его пли по объ-
ему тела («магнитометрический» коэффициент размагни-
чивания Nyt), или по среднему («нейтральному») по-
перечному сечению тела, перпендикулярному направле-
нию размагничивающего поля («баллистический» коэф-
фициент размагничивания Л^). Для магнитных тел
2* 19
в форме эллипсоидов вращения jVM=W6- Сумма коэффи-
циентов размагничивания для эллипсоидов в направле-
нии их трех главных взаимно перпендикулярных осей
Л^а+Л^ь+^=1, г для эллипсоида вращения ЛГа+2Л^=
=1. Коэффициент размагничивания эллипсоида враще-
ния в направлении, составляющем угол ф с осью а, ра-
вен:

N—Na cos2 ф+М) sin2 ф. (1-16)

Значения коэффициентов размагничивания для эл-
липсоидов, а также для образцов в форме цилиндров
круглого сечения и стержней прямоугольного сечения
приведены в табл. 1-2 [1-4, 1-5, 1-6, 1-7] (для однород-
но намагниченного образца х=0). Следует отметить, что
всегда N4>Nb.

1-Б. ЭНЕРГИЯ АНИЗОТРОПИИ

а) ЭНЕРГИЯ МАГНИТОКРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ АНИЗОТРОПИИ

Намагниченность ферромагнитного монокристалла
самопроизвольно ориентируется в некоторых преимуще-
ственных кристаллографических направлениях.

Этот экспериментальный факт может быть формаль-
но выражен математически зависимостью части внут-
ренней энергии ферромагнетика от направления намаг-
ниченности относительно осей кристаллической решетки
с минимумом энергии в определенных направлениях.
Эта энергия называется энергией магнитокристалличе-
ской анизотропии, а указанные направления — осями
легкого намагничивания.

Для кубических кристаллов выражение для энергии
магнитокристаллической анизотропии (в декартовых
координатах) имеет вид:

Ki (a WaWaW) +K2a2ia22a23+ ..,

(Ы7)

где си, a2, аз — направляющие косинусы вектора намаг-
ниченности.

Энергия анизотропии кубического кристалла в ка-
кой-либо кристаллографической плоскости, например
в плоскости ху, может быть записана как

EK=Ki (а2)а224-а21а2з4"С122а2з) =Ki sin2 ф cos2 ф,
Для малых углов ф между направлением вектора на-
магниченности и осью х (1-18) превращается в выраже-
ние

Ек=К\ 51’п2ф. (Ы9)

Для одноосного кристалла (например, кобальта)
выражение для энергии анизотропии (в полярных коор-
динатах) записывается в виде

EK=Ki sin2 ф+#2 sin4 ф+ ... sin2n ф,

(1-20)
где ф — угол между вектором намагниченности и на-
правлением легкого намагничивания (гексагональной
осью кристаллической решетки).

Таким образом, энергия анизотропии представляет-
ся в виде степенного ряда, причем берутся только члены
разложения с четными степенями, поскольку в боль-
шинстве ферромагнетиков энергия одинакова при от-
клонении намагниченности как в «положительном», так
и в «отрицательном» направлении от оси легкого намаг-
ничивания. В тех случаях, когда энергия анизотропии
зависит от направления вдоль оси легкого намагничива-
ния («однонаправленная» анизотропия, связанная, на-
пример с анизотропным обменным взаимодействием
в гетерогенных кристаллах), энергия анизотропии пред-
ставляется в виде ряда как по четным, так и по нечет-
ным степеням направляющих косинусов. Коэффициенты
Кп в (1-17) — (1-20) называются константами магнито-
кристаллической анизотропии и сами по себе не имеют
физического смысла, они являются коэффициентами
членов ряда, служащего для математической записи
энергии анизотропии. При этом соотношения между ве-
личинами и знаками двух первых констант магнитокри-
сталлической анизотропии К\ и ^2 в (1-20) изменяются
при изменении направлений, которым соответствует ми-
нимум энергии анизотропии в одноосном ферромагнит-
ном кристалле (т. е. равновесных направлений его на-
магниченности в отсутствие внешнего магнитного поля)
[1-8]. Эти направления могут или совпадать с гекса-
гональной осью кристалла, или лежать в базисной пло-
скости, перпендикулярной оси кристалла, или образо-
вывать конус направлений легкого намагничивания,
осью которого является гексагональная ось кристалла
(табл. 1-3).
Энергию анизотропии £к можно рассматривать как
некоторую потенциальную энергию, которая является
следствием взаимодействия магнитных моментов мате-
риала с некоторым эффективным магнитным полем, на-
правленным вдоль оси легкого намагничивания и назы-
ваемым полем анизотропии На. В случае магнитоодно-

* Таблица 1-3

Звак констан- ты анизотро- пии Соотношения между велнчи нахги констант К, н Л'э Направление легкого намаг- ничивания Угол между на- правлением лег- кого намагничи- вания и осью кристалла Примечание
Ki
+ + Ось Плоскость 0 «/2
— + 1*. 1>2К. IK.K2K, Плоскость Конус «/2 arcsin 1/
+ — К«>|2Кг| Ось 0
|К11<К.< <|2Ка| Ось Плоскость 0 г./2 Метастабиль- нос состояние
К1<|К»1 Плоскость Ось «/2 0 Метастаб-илЬ’ нос состояние

оспого кристалла, когда Л'1>0 и поле анизотро-

пии—это поле, препятствующее отклонению магнитных
моментов материала (и суммарного вектора намагни-
ченности) от направления оси легкого намагничивания:

Яа=

2*.

Ms'

(1-21)

Когда Л1<0. поле анизотропии— эффективное поле,
препятствующее отклонению вектора намагниченности
от плоскости или конуса легкого намагничивания (см.
табл. 1-3).

Для плоскости легкого намагничивания

2(К, + 2Ка)
Ms

(1-22;
Для конуса легкого намагничивания

и 2(К,4-2К1)К1 «о.

н*=-------—КГ- ( )

Значения констант и поля анизотропии для ряда
магнитотвердых одноосных ферромагнитных материалов
при 1=293 К приведены в табл. 1-4.

Таблица 1-4

Материал Xi. IO Дж/м3 (10* эрг/см8) Xs, Ю Дж/м8 (10е эрг/см8) кА/м "а 1 кЭ
Со 4,1 1,2 460 5,8
Сплавы: МпВ1 8,9 3200 40
SmCoe 200 0,5 32 000 400
Sni jCo>7 50 5,0 8000 100

Иногда напряженностью поля анизотропии одноос-
ных ферромагнетиков называют напряженность поля,
которую нужно приложить в направлении, перпендику-
лярном оси легкого намагничивания, чтобы повернуть
вектор намагниченности ферромагнетика в этом на-
правлении. Она связана с константами анизотропии К\
и Лг следующим образом:

tf-=2|Vac'1- <‘-24>

Константы анизотропии и поле анизотропии — поня-
тия, относящиеся к математическому способу описания
явления магнитокристаллической анизотропии. Физиче-
ская причина анизотропии лежит во взаимодействии
между спиновыми и орбитальными моментами электро-
нов атомов вещества, а также во взаимодействии орби-
тальных моментов электронов с электростатическим по-
лем кристаллической решетки.

Для ферромагнетиков группы железа орбитальные
моменты З^-электронов жестко связаны («замороже-
ны») электростатическим полем решетки и внешнее по-
ле Н, взаимодействуя со спиновыми моментами, преодо-
левает спин-орбитальное взаимодействие. Таким обра-
зом, магнитокристаллическая анизотропия 3d-nepe-
ходных металлов обусловлена силами магнитного про-
исхождения.
Для редкоземельных ферромагнетиков спин-орби-
тальное взаимодействие велико, а связь орбитальных
моментов электронов с полем решетки слабее (так как
4/-электроны принадлежат к «глубоким» орбитам).
Внешнее поле Н, действуя на суммарный момент редко-
земельного иона, преодолевает энергию взаимодействия
орбитальных моментов с кристаллическим полем решет-
ки. Таким образом, энергия магнитокристаллической
анизотропии 4/-переходных металлов имеет электроста-
тическую природу [1-9].

Ь) ЭНЕРГИЯ АНИЗОТРОПИИ МАГНИТОСТРИКЦИОННЫХ
НАПРЯЖЕНИИ

Изменение намагниченности ферромагнитного кри-
сталла сопровождается обычно анизотропным эффектом
изменения его размеров или так называемым магнито-
стрикционным эффектом. Количественной характеристи-
кой этого эффекта служат константы магнитострикции
Кц, зависящие от направления в кристалле. Константа
Магнитострикции насыщения равна относительному из-
менению линейного размера кристалла при изменении
его намагниченности от нуля до насыщения в данном
направлении.

Существование магнитострикции приводит к увели-
чению энергии анизотропии кристалла, что для кубиче-
ской решетки может быть записано следующим обра-
зом [см. (1-17)]:

=(К + ДК) 4- а’.а*,+а\а\),

ДК [(сп с„) Я>*1М 2смЛ ш]» (1*25)

где с1Ь с12 и си — модули упругости кристалла; Хюо и
Хш — константы магнитострикции в направлениях [100]
и [111]; а< — направляющие косинусы вектора намаг-
ниченности.

Для упрощения выражения для магнитоупругой
энергии предполагают, что в поликристаллическом фер-
ромагнетике магнитострикция изотропна, т. е. вводят
среднюю магнитострикцию насыщения такую, что
если к кристаллу приложено напряжение S, то магни-
тострикционная энергия пропорциональна значению лв2.
Приложение продольного напряжения Е приводит
к возникновению соответствующего преимущественного
24
направления намагниченности. Плотность энергии маг-
нитоупругой анизотропии для областей с намагниченно-
стью, направленной под углом <р к этому направлению,
может быть записана как-|-Л5Е51п*9 (для малых у).

Таким образом, такую анизотропию можно рассма-
тривать как модификацию магнитокристаллической ани-
зотропии, и общая константа анизотропии может быть
записана как

^+4^=^ + ^. (1-26)

Величины 1, для ферромагнетиков группы железа
равны —7-10-® для железа, —34-10-® для никеля,
—50-10-® для кобальта [1-2].

Редкоземельные металлы ТЬ, Но, Dy, Ег имеют маг-
нитострикцию на два-три порядка превышающую ее
значение для ферромагнетиков группы железа.

Физическая природа магнитоупругой энергии связа-
на с изменением энергии взаимодействия орбитальных
магнитных моментов ионов с электростатическим полем
решетки при повороте вектора намагниченности мате-
риала внешним магнитным полем: электронное облако
магнитного иона при повороте его магнитного момента
«деформирует» кристаллическую решетку [1-9].

в) ЭНЕРГИЯ АНИЗОТРОПИИ ФОРМЫ

Плотность магнитостатической энергии намагничен-
ного ферромагнетика (в форме эллипсоида при направ-
лении намагниченности вдоль главной оси) в собствен-
ном размагничивающем поле в соответствии с (1-15)
может быть записана как

£Р=4ЛГЛГЖ.

При произвольной ориентации вектора намагничен-
ности эллипсоида коэффициент размагничивания N за-
висит от направления. Для эллипсоида вращения (а>
>Ь=с) в соответствии с (1-16) имеем:

Ер = 4 ЛГ, (Na cos* «р 4- N,, sin* T) =

== const 4- 4 W' - N«) sin* ?, (1-27)
где ф — угол, который вектор намагниченности состав-
ляет с главной осью а эллипсоида.

Формула (1-27) представляет собой выражение для
энергии анизотропии формы, имеющей минимум вдоль
оси а. Из сравнения (1-27) с соотношением для энергии
магнитокристаллической анизотропии (1-20) видно, что
эффективная константа анизотропии формы равна:

/Сф=4-Л1«,(У,.-ЛГа). (1-28)

Для сильно вытянутого эллипсоида 2V(/^0
и, таким образом, Кфпшх^Л42Л/4, а максимальное значе-
ние поля анизотропии равно:

Натах=2/Сф/М б=Л1 i/2.

1-6. ЭНЕРГИЯ ДОМЕННЫХ ГРАНИЦ

Смежные области ферромагнетика, намагниченного
в разных направлениях, разделены переходным слоем —
доменной границей, в которой происходит постепенный
поворот направления вектора намагниченности. В зави-
симости от угла, который составляют между собой на-
правления вектора намагниченности в соседних доме-
нах, границы называются 180, 90°-ными и т. д.

Для 180°-ной границы (в одноосном ферромагнети-
ке) обменная энергия, приходящаяся па единицу площа-
ди границы в соответствии с (1-9), равна:

(1-29)

(если угол поворота вектора намагниченности зависит
только от х — направления, перпендикулярного плоско-
сти границы). Обменная энергия тем меньше, чем мед-
леннее «скорость» поворота вектора намагниченности
dq/dx, и поэтому опа уменьшается с увеличением тол-
щины доменной стенки.

Однако с увеличением толщины границы возрастает
магнитокристаллическая энергия, приходящаяся на еди-
ницу площади границы:

fA = jK,sin>dx, (1-30)

поскольку возрастает объем вещества, в котором векто-
ры намагниченности отклонены от направления легкого
намагничивания.
Суммарная энергия границы (на единицу площади
ее поверхности) в ели юсном материале с достаточным
приближением может быть представлена как сумма об-
менной и магнитокристаллической энергии:

Т=/обм+/к = J р ein*y)J dx, (1-31)

и в равновесном состоянии должна быть минимальной, что
выполняется при условии

(1-32)

Для 180°-ной границы в одноосном ферромагнетике
с кубической решеткой решение уравнений (1-31) и
(1-32) приводит к следующему выражению для энергии
доменной границы на единицу се поверхности [1-10]:

Т = 4|/ЛЛ,.

(1-33)

При этом соотношение для толщины доменной гра-
ницы 6 (при упрощающем предположении о том, что
скорость поворота вектора намагниченности в границе
dqfdx постоянна) имеет вид:

(1-34)

В общем случае одноосного ферромагнетика с кристаллической
решеткой любого типа (например, с гексагональной) выражение для
плотности поверхностной энергии 180°-ной доменной границы (па-
раллельной оси легкого намагничивания) с учетом двух констант
анизотропии Ki и Кг может быть записано в следующем виде:

•( = 2 V JS1al j (К, sin2 ¥ + К, sin* ?),/2 df,
О

(1-35)

где в] — расстояние между магнитными ионами, зависящее от типа
кристаллической решетки [1-8].

Отсюда в зависимости от соотношения между константами Ki
и Ks получаются следующие выражения для поверхностной плотно-
сти энергии доменной границы в ферромагнетике:

а) при Ki>0; К2>0

Y = 2 К/Х’аГк, I 1 + arrtg I (>-36)

и в частном случае при Kj^>A'2

у «= 4 = 4Л'Д,,

(’37)
где d0 —параметр,
доменами:

характеризующий ширину граничного слоя между

а при А\ <^А'а

(1-38)

у - л К ZS2a1A1;

б) при К, > 0, К2 < О

Y = 2 V JS^K, [ 1 + arcth/

(1-3&;

Значения плошостн энергии и толщины доменных границ неко-
торых магнитоодноосных материалов приведены в табл. 1-5.

Таблица 1-5

Ферромагнетик 1. Дж/м* (1иэ эрг/см») 6, нм
Со 8-10-’ 16
MnBi 12-10-’ 10
SmCo6 1Ы1-10-» 5

До сих пор предполагалось, что поворот векторов намагничен-
ности внутри доменной границы происходит вокруг оси, перпенди-
кулярной плоскости границы, поэтому свободные магнитные полюсы,
образованные на поверхности магнетика, имеют малую ширину (рав-
ную толщине границы б) и магнитостатическая энергия границы
мала. Поэтому такая доменная граница имеет меньшую энергию,
чем в том случае, если бы ось поворота векторов намагниченности
лежала в плоскости границы. В последнем случае свободные полюсы
возникают на всей поверхности границы и соответствующая магни-
тостатическая энергия такой границы велика.

1-7. РАЗМЕРЫ ДОМЕНОВ

а) ОБРАЗЦЫ С МНОГОДОМЕННОЙ МАГНИТНОМ СТРУКТУРОЙ

При разбиении одноосного ферромагнетика на 180°-
ные домены выражение для магнитной энергии, прихо-
дящейся на объем с площадью сечения, равной единице
(сечения, перпендикулярного направлению намагничен-
ности, рис. 1-3), может быть записано в виде

/ = ^-|-1,7/Иг/2, (1-40)

где первый член — поверхностная энергия доменных гра-
ниц (L/d— общая площадь доменных границ в объеме
28

С площадью поперечного сечепия, равной единице); вто-
рой—магнитостатическая энергия в поле, создаваемом
параллельными намагниченными слоями (рис 1-3)
[1-10].

Эта энергия минимальна относительно ширины до-
менов d при выполнении следующего условия:

^=-Т^-Ы.7ЛР, = 0, (1-41)

т. с. равновесная ширина для простой доменной струк-
туры следующим образом зависит от толщины ферро-
магнитного тела L и его намагниченности Л1а:

/ \1/2

(1-42)

Рис. I-3. Доменная структура одноосного фер-
ромагнетика.

а — с разомкнутым магнитным потоком; б — с замк-
нутым.

При этом энергия, связанная с появлением рассма-
триваемой доменной структуры, минимальна и равна
[с учетом (1-42)]:

fmin= 2(1,(1-43)

Подставляя численные значения £=0,01 м, у—8Х
ХЮ-3 Дж/м2 (для кобальта), находим эту энергию на
единицу объема:

fmin=8-10-2 Дж/м3.

В то же время плотность магнитостатической энер-
гии для однодоменной структуры имеет порядок Af2,^s
^kIO5 Дж/м3, т. е. по величине намного превосходит
энергию ферромагнетика с многодоменной магнитной
структурой. При образовании на поверхности одноосно-
Для частицы, имеющей форму эллипсоида вращения
выражение для критического размера малой оси, соот-
ветствующего однодоменности частицы, имеет вид:

D — 2b = 2i/2±Y/2
^кр —^кр— мДыз)

(1-51)

где А — константа обмена; N& — коэффициент размагни
чивания вдоль главной оси а.

1*8. ПРОЦЕССЫ ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЯ И ТЕОРИЯ
КОЭРЦИТИВНОЙ СИЛЫ МАГНИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ

Если образец помещен во внешнее магнитное поле
напряженностью Н, то в нем происходит перестройка
магнитной структуры, приводящая к уменьшению потен-
циальной энергии образца в поле Е=—НМ, т. е. проис-
ходит возрастание компоненты намагниченности, на-
правление которой совпадает с направлением поля, за
счет движения доменных границ и (или) поворота век-
торов намагниченности доменов. Ниже рассмотрены по-
следовательно отдельные простейшие механизмы пере-
магничивания (которые в реальных материалах могут
иметь место одновременно).

а) ОДНОРОДНОЕ ВРАЩЕНИЕ ВЕКТОРОВ НАМАГНИЧЕННОСТИ
ЧАСТИЦ В ФОРМЕ ШАРА

Пусть образец имеет размеры, меньшие критическо-
го размера однодоменности, и сферическую форму, так
что при повороте вектора намагниченности под дейст-
вием внешнего поля собственная магнитостатическая
энергия образца остается постоянной. Рассмотрим слу-
чай, когда изменяющаяся часть общей энергии состоит
из энергии одноосной магнитокристаллической анизо-
тропии и потенциальной энергии во внешнем поле:

Е'=ЕК— НМ,=К sin2<p—HMt cos у. (1-52)

Из условий устойчивого равновесия системы

*|=0«S>0 (1-53)

(7? Оу*

следует, что оно достигается при для любых зна-
чений Н и при <г=л для —Н<$К1М9.

Последний случай соответствует антипараллельной
направленности М и Н, причем это равновесие стано-
вится неустойчивым, когда выполняется условие

С-54)

где — максимальная коэрцитивная сила образца,
намагниченного вдоль направления легкого намагничи-
вания, в случае, когда основным препятствием для пере-
магничивания является одноосная магнитокристалличе-
ская анизотропия образца.

Когда одноосная анизотропия является следствием
магнитострикционных напряжений, выражение для коэр-
цитивной силы образца сферической формы имеет вид:

(1-55)

‘г 4 о

В рассматриваемом случае перемагничивание образ-
ца происходит однородным вращением векторов намаг-
ниченности и значение по (1-54) и (1-55) не зави-
сит от размеров образца. Отсюда следует, что образцы
из ферромагнетика с большой энергией магнитокристал-
лической анизотропии должны быть одно доменными
при любых размерах (после намагничивания до насы-
щения). Тот экспериментальный факт, что коэрцитив-
ная сила таких образцов зависит от их размеров и со-
ставляет обычно лишь малую часть значения 2K/MS,
называется парадоксом Брауна. Объяснение этого пара-
докса сводится к учету влияния на процесс перемагни-
чивания образца несовершенств его структуры, приводя-
щих к локальным понижениям констант анизотропии и
обмена, а также влияния особенностей сто поверхности,
приводящих к локальным повышениям внутреннего
размагничивающего поля.

б) ОДНОРОДНОЕ ВРАЩЕНИЕ ВЕКТОРОВ НАМАГНИЧЕННОСТИ
ЧАСТИЦ В ФОРМЕ УДЛИНЕННОГО ЭЛЛИПСОИДА ВРАЩЕНИЯ
(ОСЬ д-с<а)

В этом случае напряженность внешнего поля долж-
на быть достаточной для того, чтобы произошел одно-
родный поворот векторов намагниченности частицы от
направления вдоль главной оси а. в котором коэффи-
циент размагничивания частицы N=Nn минимален, че-
рез направление малой оси 6, в котором коэффициент
Лг=Лгь максимален

3—199 33
частицы. При этом, какой именно тип перемагничивания
осуществляется в частице, зависит от ее свойств и ве-
личины радиуса. Выражение для критического радиуса,
при превышении которого происходит переход от одно-
родного к неоднородному вращению векторов намагни-
ченности частицы, может быть записано в виде

R^=A^/MSt (1-59)

где А — константа обмена.

На рис. 1-6 представлена зависимость относительно-
го значения коэрцитивной силы частицы в форме беско-
нечно длинного цилиндра h—Нсм!(Мв/%) от отпоси-

Рис. 1-6. Зависимость относи-
тельной напряженности поля
зародышеобразования Л =
=Яем/(А1я/2) от относительной
величины радиуса бесконечно-
го ферромагнитного цилиндра
RIR*? (где 12МЪ) для
различных механизмов пере-
магничивания цилиндра.
/ — однородное вращение вслторов
намагниченности; 2 — «изгибание»
направлений векторов Мв: 3 —
«вихревое» изменение направле-
ний мв.

для у казанных трех меха-
низмов вращения векторов
намагниченности микрообъ-
смов частицы. При этом для
любого выбранного р осуще-
ствляется тот вид перемаг-
ничивания, которому соот-
ветсгвует наименьшее значе-
ние Л. Как видно из рис. 1-6,
при имеет место одно-
родное вращение, при 1^С
^р<1,1 — перемагничива-
ние «изгибанием», а при
р^1,1 — «вихревое» измене-
ние направления векторов

намагниченности частицы,
т. е. наиболее «универсаль-
ными» являются процессы
однородного вращения и
«вихревого» изменения на-
правлений векторов намаг-
ниченности.

Можно определить кри-
тический размер однодо-
менпости частиц с учетом
процесса их перемагничива-
ния. Соотношение (1-50)

позволяет оцепить такие

размеры частиц, ниже кото-

рых частицы остаются однодоменными в отсутствие маг-
нитного поля. Однако более правильным следует
считать однодоменпыми такие частицы, которые не
только в отсутствие внешнего поля, но и в поле

любой напряженности 11 сохраняю! однородную
намагниченность, т. е. механизмом перемагничивания
которых является процесс однородного вращения векто-
ров намагниченности. Тогда выражение для критическо-
го размера однодомепности частицы в виде эллипсоида
вращения можно получить, сравнивая коэрцитивную си-
лу частицы при перемагничивании однородным враще-
нием (1-57) и «вихревым» изменением направлений век-
торов ее намагниченности. В последнем случае выраже-
ние для коэрцитивной силы имеет вид [1-14]:

^сМ ~ (1 -60)

где i; — коэффициент, зависящий от отношения alb осей
эллипсоида, причем £=1,08 при а/Ь=со и £=1,38 при
al'b=\ (сфера).

Из равенства

(Nb-Na)M,=^ - NaMs (1-61)

получаем выражение для критического размера малой
полуоси эллипсоида вращения

'2nW V72- Г2яЧ1/27,1/2 fe*Y72р

.NbM*s) ~\\b) Ms—\Ub) КкР'

Значение Ьс практически не зависит от соотношения
размеров частиц и лежит в пределах (1,44—1,08) /?Кр
(при этом а/й= l-5-оо соответственно).

Следует отмстить, что выражения для коэрцитивной
силы (1-57) и (1-60) применимы лишь для материалов
с пренебрежимо малым значением константы магнито-
кристаллической анизотропии К. Если константа К ко-
нечна, то уравнения (1-57) и (1-60) принимают вид:

(1-63)

«.«“к+та-"-"- <1М>

При этом для критического размера однодоменности
образцов по-прежнему остается справедливым уравне-
ние (1-62).
Зависимость намагниченности эллипсоида в направ-
лении поля от напряженности поля получена при реше-
нии уравнений энергии эллипсоида, соответствующих
положению устойчивого равновесия его намагниченно-
сти (рис. 1-4) [1-12]:

Е' —'Е - НМ= -I- № cos’ («р - Ф) +

4- Nb sin1 (<р — ф)) — HMS cos у;

4-//Alssin¥==0;

-s-r- ^0.

(1-56)

)

Рис. 1-4. Поворот вектора намагни-
ченности Мж частицы эллипсоидаль-
ной формы под действием внешнего
поля Н.

Рис. 1-5. Петли гистерезиса ЩН) для удлиненного эллипсоида.

Намагниченность о направлении поля равна Me cos <j. поле //-(ЛГЬ—.Ув)Л!яЛ.
Числа у кривых указывают значения угла ф между направлением поля // и
осью а эллипсоида

Решение уравнений (1-56) дает зависимость М(Н)
для заданных значений ф— угла между главной (поляр-
ной) осью эллипсоида и направлением напряженности
поля. Рассчитанные таким образом кривые Л1(/7). по-
34

(1-58)

строенные в относительных координатах h=HIHcM и
cos ф=Л1/Л15, приведены на рис. 1-5.

Коэрцитивная сила частицы зависит от угла ф, при-
чем максимальная коэрцитивная сила частицы достига-
ется при ф=0

НсМ=М8 (Nb—Na), (1 -57)

Для совокупности одинаковых невзаимодействующих
частиц с хаотическим распределением направлений осей
коэрцитивная сила и остаточная намагниченность име-
ют следующие значения [1-12]:

HcM^0,48Ms(Nb-Na)-
Mr=-L-Ms.

в) НЕОДНОРОДНОЕ ВРАЩЕНИЕ ВЕКТОРОВ НАМАГНИЧЕННОСТИ
МАЛЫХ ФЕРРОМАГНИТНЫХ ЧАСТИЦ

Общая задача о магнитной структуре малых ферро-
магнитных частиц при их перемагничивании решалась
методами теории микромагнетизма [1-6], в которой воз-
можный проносе перемагничивания (например, образо-
вание доменов или однородное вращение векторов на-
магниченности) не постулируется заранее. В трактовке
этой теории направляющие косинусы векторов намаг-
ниченности микрообъемов ферромагнетика рассматрива-
ются как непрерывные функции координат и определя-
ются при учете всех сил, действующих на векторы на-
магниченности, исходя из условий равновесия Такое
рассмотрение приводит к системе нелинейных диффе-
ренциальных уравнений, точное решение которых полу-
чено лишь для частного случая магнитных частиц, име-
ющих форму эллипсоида и бесконечного кругового ци-
линдра [1-13, 1-14]. В результате показано, что в малых
частицах указанной формы возможен механизм неодно-
родного поворота векторов намагниченности при значе-
ниях внешнего поля, меньших, чем тс, которые необхо-
димы для процесса их однородного поворота [см.
(1-57)]. В частице, имеющей форму тонкого цилиндра,
на начальных стадиях процесса перемагничивания мо-
гут иметь место как однородное вращение векторов на-
магниченности частицы, так и неоднородное их враще-
ние, осуществляющееся «вихревым» изменением или
«изгибанием» направлений векторов намагниченности
3е 35
i) СМЕЩЕНИЕ 140 -НОЙ ДОМЕННОЙ ГРАНИЦЫ В ОДНООСНОМ
.МАГНИТНОМ КРИСТАЛЛЕ В ФОРМЕ ПАРАЛЛЕЛЕПИПЕДА

В идеальном случае в кристаллической структуре
образца полностью отсутствуют неоднородности или
дефекты; поэтому энергия границы при движении через
кристалл остается постоянной. Изменяется при этом
лишь энергия образца в собственном размагничиваю-
щем поле; это изменение графически показано на рис.
1-7 для образца шириной «х1, в котором смещается 180°-

Рис. 1-7. Энергия в собственном размагничиваю-
щем поле (а) и кривая М(Н) ( образца при
движении в нем 180°-иой доменной границы.

ная граница площадью s [1-2] [минимум энергии соот-
ветствует положению границы в среднем сечении образ-
ца (х=0)]. При х—О намагниченность образца А1=0,
а при сдвиге границы от среднего положения на рассто-
яние х намагниченность имеет значение Af=2AfeX5, так
что общая энергия образца

fS' = jS — 2HMsxst (1-65;

а при пересчете на единицу объема

£' = £ —2ЯЛ1,-^-. (1-66)

В некотором поле с напряженностью // граница бу-
дет находиться в положении, соответствующем устойчи-
вому равновесию системы, определяемому условием

2//Afes = 0, (1-67)

dx dx s , \ /

откуда

и d<$!dx (dE/dx) w /1

’ (b6K)

Описанный процесс движения границы в однородном
магнитном материале конечных размеров является об-
ратимым процессом. При этом в соответствии с (1-68)
зависимость М(Н) может быть представлена следую-
щим образом:

т. е. зависимость Af(//) имеет вид: x=f (dE/dx)
(рис. 1-7,6).

Когда в структуре образца имеются дефекты, пре-
пятствующие движению доменной границы, влияние
этих дефектов приводит к изменению внутренней энер-
гии Е системы при движении границы через образец
(рис. 1-8,о и 6). Положению равновесия системы во
внешнем поле с малой напря-

женностью соответствует усло-
вие (1-68). При дальнейшем
возрастании напряженности
поля граница передвигается
в положение, соответствующее
на кривой £(х) точкам с воз-
росшим значением градиента
dE/dx. Если при этом в неко-
торой точке кривой £(х) на-
чинается уменьшение гради-
ента dE/dx (например, в точ-
ке 6). тогда достигается со-
стояние, соответствующее ус-
ловию

H>w (dE/dx) /2Ма,

т. е. нарушается условие устой-
чивого равновесия границы и
граница необратимо сдвигает-
ся в положение, соответствую-
щее на кривой Е(х) точке с,
в которой вновь выполняется
условие (1-68). Соответствую-
щая кривая М(Н) показана
на рис. 1-8,в.

С дальнейшим возраста-
нием Н процесс продолжает-

Рис. 1-8. Диаграммы £(л)
(a), dE/dx (б) и зависи-
мость М (Н) (в) для образца
с доменной границей, па-
раллельной плоскости yz,
находящейся в точке а при
Я=0. С ростом Н граница
сдвигается в направлении
возрастания х.
ся в соответствии с видом зависимости Е(х). При умень-
шении Н граница обратимо сдвигается в точку е, а за-
тем снова следует необратимый сдвиг в точку g (рис.
1-8,6)- Выражение для коэрцитивной силы такого фер-
ромагнетика, -определяемой «связыванием» доменной
границы на дефектах его структуры, можно получить из
(1-68), подставив максимальное значение градиента
энергии:

(1-69)

max

Если изменение энергии образна dg/dx при движе-
нии в нем доменной границы есть следствие изменения
поверхностной энергии границы dQldx=dldx(sy), вы-
ражение для коэрцитивной силы принимает вид [1-15]:

, - 1 (*L\
еМ— 2М, \dx 1

\ max

(1-70)

д) ВЛИЯНИЕ ВКЛЮЧЕНИЙ НА ДВИЖЕНИЕ ДОМЕННЫХ ГРАНИЦ

Причиной изменения энергии доменной границы при
ее движении через ферромагнетик может быть, напри-
мер, наличие пустот или немагнитных включений в нем,
когда граница пересекает такой дефект, ее энергия
уменьшается. Если включение имеет сферическую фор-
му с радиусом г, устойчивое равновесие тонкой 180°-ной
границы, пересекающей включение, соответствует поло-
жению х=0. так как при этом уменьшение энергии ма-
ксимально (рис. 1-9).

Изменяемая часть энергии границы тогда равна
ггух2, и уравнение баланса энергии для равновесного
положения границы, аналогичное (1-68),

Доненни*

приводит к условию

и— 1 Н-7П

Таким образом, выражение для кри-
тической напряженности поля, необхо-
димой, чтобы сдвинуть границу с пло-

Рис. 1-9. Схематическое изображение движения
доменной границы о ферромагнетике, содержа-
щем включения.

щадью s, пересекающую включение с радиусом г, име-
ет вид

-Uss*

(1-72)

Обратимая восприимчивость при сдвиге границы, свя-
занной включением, во внешнем поле малой напряжен-
ности Н равна:

*r~~dH (Ь73)

Если сферические включения располагаются в ма-
териале так, что образуют кубическую решетку с по-
стоянной b (рис. 1-9), т. е. объемная плотность их упа-
ковки равна а=4лг3/3(>3, то формула для критической
напряженности поля, необходимой, чтобы сдвинуть до-
менную границу с плоскости такой решетки, составлен-
ной из включений, может быть записана следующим
образом [1-16]:

2/3

(1-74)
где d=2r.

Используя для толщины границы 6 в соответствии
с (1-36) приближенное выражение б=у/К, получаем:

и _ К*а2/3 п

НсМ— • U'75)

Как показали расчеты [1-16], максимальная коэрци-
тивная сила достигается при следующем соотношении
толщины границы и размеров включений </^2,56 и, та-
ким образом:

HcM=2,5Ka™/Ms. (1-76)

Эта формула получила экспериментальное подтверж-
дение при измерениях коэрцитивной силы па образцах
железа с включениями меди или углерода 11-10].

При более подробном рассмотрении механизма взаимодействия
Доменных границ с дефектами кристаллической решетки в виде
включений учитывается дополнительно возможность прогиба домен-
ной границы между включениями под действием поля Если включе-
ния представляют собой стерж невидные выделения с длинной осью,
ориентированной вдоль направления легкого намагничивания кри-
сталла, то доменная граница, закрепленная на таких включениях,
может прогибаться, оставаясь параллельной направлению намагни-
ченности Тогда при этом дополнительной энергии размагничивающе-
го поля не возникает и обратимая восприимчивость при таком про-
цессе рассчитывается с учетом лишь изменения площади границы но
формуле

Хг=-.Иг4 ,

(1-77)

где D — стрела прогиба границы между соседними включениями;
b — расстояние между ними.

Если стержневидные включения ориентированы перпендикуляр-
но направлению оси легкого намагничивания кристалла, но лежат
в плоскости стенки, тогда при прогибе стенки на ее поверхности
возникают свободные полюсы, что приводит к большому вкладу маг-
нитостатической энергии (большему, чем эффект увеличения площади
границы), и обратимая восприимчивость хг определяется по формуле

и энергия 180°-ной границы у==4 V*К|/1 соответственно
изменяется в зависимости от знака и вида S.

Пусть граница с площадью s смещается на расстоя-
ние Ах, при этом ее энергия изменяется на ь Энергия
границы с толщиной 6 в материале, анизотропия кото-
рого обусловлена только упругими напряжениями, мо-
жет быть записана как у^-у- ^26 [см. (1-34)], тогда

5Af\D

* пКМ •

(1-78)

В рассмотренной приближенной теории включений не учитыва-
лась энергия размагничивающего поля магнитных зарядов, возни-
кающих на поверхности включений. Соответствующее уточнение
было сделано в р-17, 1-18]. Если толщина доменной границы б^г
(где г —радиус сферической полости или включения), то при пере-
сечении включения доменной границей энергия его размагничиваю-
щего поля уменьшается вдвое, а энергия границы уменьшается на
лг2у. Сравнение этих двух видов энергии

4л 4

(1-79)

3 . (/S

dx 2 •

(1-81)

Поскольку в равновесном состоянии системы выпол-
няется условие (1-70) Ду=2//М#Дх, то выражение для
коэрцитивной силы имеет следующий вид:

3 М fdZ

4 A!s\dx

max

(Ь82)

Для анало! ичного
ние для коэрцитивной

случая в [1-17] получено выраже
силы

дает соотношение для некоторого критического радиуса

(1-83)

(1-80)

КР 4лЛ1\ >

совпадающее с выражением для критического размера одиодоменно-
сти (1-50).

Если радиус включения г>ГкР, то преобладающую роль в про-
цессе связывания границы на включении играет изменение энергии
размагничивающего поля включения (пропорциональной г3), а при
г<Гкр большее значение имеет изменение поверхностной энергии
границы.

е) ВЛИЯНИЕ ВНУТРЕННИХ НАПРЯЖЕНИЙ НА ДВИЖЕНИЕ

ДОМЕННЫХ ГРАНИЦ

Внутренние напряжения в ферромагнетике также
могут приводить к изменению энергии доменной грани-
цы при ее смещении. При наличии напряжений констан-
та анизотропии материала может быть приближенно за-
писана как сумма констант, характеризующих магнито-
кристаллическую и магнитоупругую анизотропии
[в соответствии с (1-26)]:

к» 4-

в предположении, что
мости от координаты

напряжения изменяются в зависи-

х по закону синуса, причем /
длина волны напряжений, a AS — ее амплитуда. При
1 _ €

п ___

(1-84)

Следует отметить, что вышеприведенные формулы для коэрци-
тивной силы справедливы лишь для тех идеализированных моделей
включений и напряжений, которые рассматривались. Эти соотноше-
ния наглядно показывают, каким образом дефекты структуры и на-
пряжения в ферромагнетиках могут быть причиной конечных значе-
ний их коэрцитивной силы. Однако чтобы применить их к реальным
материалам, необходимо изучить характер и распределение включе-
ний или напряжений в этих материалах, различить процессы враще-
ния и процессы смешения при изменении намагниченности и т. д.
Кроме того, следует учитывать, чго внутренние напряжения могут
вызывать флуктуации направления нама! ничепности, в то время как
немагнитные включения moivt вызывать флуктуации ее величины;
при этом свободные магнитные полюсы, возникающие в обоих слу-
чаях, могут в сильной степени влиять на равновесные положения до-
менных границ. Одновременный учет всех ^гих факторов представ-
ляет собой чрезвычайно сложную задачу.
ж> МАГНИТНЫЙ ГИСТЕРЕЗИС В МАГНИТНЫХ МАТЕРИАЛАХ
।

Явление магнитного гистерезиса может быть связано
как с «отставанием» изменений намагниченности от из-
менений внешнего поля, так и с необратимостью изме-
нений намагниченности.

Причиной «отставания» изменений намагниченности
может быть или задержка образования областей пере-
магничивания («доменов обратной магнитной фазы» пли
«зародышей перемагничивания»), или задержка роста
имеющихся областей перемагничивания, или задержка
движения доменных границ (при наличии дефектов
в структуре материала).

Для своего возникновения зародыш области обрат-
ной намагниченности требует затраты энергии ДЕр
идущей на создание граничного слоя между зародышем
и окружающей ertf магнитной фазой. Прирост энергии
системы на ДЕт должен компенсироваться уменьшени-
ем магнитной объемной энергии во внешнем магнитном
поле АЕн. Рост зародыша возможен лишь при выпол-
нении неравенства |ДЕн|^1ДЕт [. Минимальные разме-
ры такого зародыша обратной магнитной фазы г0 очень
чувствительны к ничтожным изменениям структуры и
свойств материала и формы зародыша. Местами обра-
зования зародышей обратной магнитной фазы могут
быть границы зерен, различные фазовые выделения
в материале, области с пониженным значением констан-
ты анизотропии или константы обмена, области вблизи
включений или вблизи поверхности образна, где имеют
место сильные размагничивающие поля [1-1].

Поле напряженностью Hs. необходимое для созда-
ния (в какой-либо области образца) зародыша, рост
которого энергетически выгоден, называется полем стар-
та. После того как напряженность поля старта НУ до-
стигнута, доменная граница образована и зародыш на-
чал расти, этот рост может продолжаться (т. с. грани-
ца может преодолевать потенциальные барьеры, свя-
занные с дефектами структуры магнетика) в поле на-
пряженностью Но» называемом «критическим полем».
Если в материале после намагничивания остаются
участки доменов с направлением Мл, противоположным
направлению напряженности намагничивающего поля
(т. е. напряженность критического поля Яо таких участ-
ков превышает максимальную напряженность поля, нс
пользуемого для намагничивания), то коэрцитивная
44

сила материала определяется напряженностью крити-
ческого поля Hq. Если же намагничивание образца про-
ведено до действительного насыщения, то его коэрцитив-
ная сила может определяться или напряженностью поля
старта Hs (если HS>HO), или напряженностью крити-
ческого поля Hq (если Я0>Я5).

Необратимые изменения намагниченности материала
происходят или вследствие необратимого поворота век-
торов намагниченности (в фазовых выделениях малых
объемов, в однодоменных частицах), или вследствие
необратимых смещений доменных 1раниц (при достиже-
нии указанных значений напряженности внешнего поля
Н£ или Hq) .

1-9. ОСНОВНЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ ПАРАМЕТРЫ
МАГНИТОТВЕРДЫХ МАТЕРИАЛОВ

Магнитотвердый материал должен обладать высоки-
ми значениями фундаментальных физических парамет-
ров: намагниченности насыщения Л1Х. константы одноос-
ной анизотропии /Сь температуры Кюри 0.

Высокие значения намагниченности насыщения мате-
риала являются необходимым условием для достиже-
ния высокой остаточной индукции постоянных магнитов
из этого материала и высокой плотности магнитной
энергии, запасаемой в магнитном материале при намаг-
ничивании [см. (l-l)]. Намагниченность насыщения но-
вых магнитотвердых материалов, разработанных за по-
следнее десятилетие, — интерметаллических соедине-
ний— R-Co, достигает 1,1—1,6 Тл (11 — 16 кГс). Таким
образом, для этих соединений теоретический предел
энергетического произведения (ВН)1пах составляет 2.8X
ХЮ5—5,Ы05 Дж/м3 (30—64 МГс-Э).

Наиболее высокими значениями намагниченности
насыщения среди широко применяемых магнитотвер-
дых материалов обладают сплавы на основе системы
Fe-Co-Ni-Al-Cu. Намагниченность насыщения сплава
ЮНДК25Б, например, достигает 1,4-5-1,5 Тл (14—
15 кГс). Теоретический предел произведения (ВН)тах
для этого сплава составляет 4- 10s Дж/м3 (50 МГс-Э).

Однако для получения материалов с предельными
значениями остаточной индукции и энергетического про-
изведения необходимо, чтобы НсМ была не ниже Ма/2 и
строго однородна по всему объему материала.
Предельная коэрцитивная сила материала опреде-
ляется величиной поля анизотропии На. в то время как
реальная коэрцитивная сила материала НсМ зависит от
процесса перемагничивания. Максимальная коэрцитив-
ная сила по индукции НсВ= Вг1цъ=Мл может быть до-
стигнута лишь в таком материале, в котором выполняет-
ся условие Н^МЛ. В материалах, магнитная твердость
которых обусловлена магнитокристаллической анизотро-
пией, это условие, как правило, выполняется. В материа-
лах, магнитная твердость которых основана на анизо-
тропии формы частиц, даже в идеальном случае значе-
ние На может достигать лишь М«/2, т. с. половины мак-
симально возможной НсВ.

Процесс перемагничивания зависит от особенностей
кристаллического и фазового строения материала, от
степени его однородности, наличия в нем дефектов,
включений и т. д. Наиболее трудным процессом пере-
магничивания, т. е. требующим наиболее высоких зна-
чений внешнего размагничивающего поля, является про-
цесс однородного вращения векторов намагниченности
материала. В этом случае предельные значения коэрци-
тивной силы Нсм должны достигать напряженности
поля анизотропии: HcM=2KilM, в одноосном материале
с высокой магнитокристаллической анизотропией и
Нсм=М812 — в материале, состоящем из однодоменных
частиц с высокой анизотропией формы, разделенных не-
магнитными прослойками.

Однако процесс однородного вращения векторов на-
магниченности может осуществляться лишь в материа-
лах с высокой степенью однородности состава и струк-
туры, например в бездислокапионных кристаллах
(«усах»). В реальных материалах — сплавах и соедине-
ниях— имеются места с локальными искажениями фа-
зовой и кристаллической структуры и соответственно
с измененными значениями константы анизотропии и
обмена. В магнитотвердых материалах с высокой магни-
токристаллической анизотропией процесс перемагничи-
вания осуществляется в основном путем образования
зародышей обратной магнитной фазы и движения до-
менных границ, а в материалах со структурой из сово-
купности однодоменпых частиц — неоднородным вра-
щением векторов намагниченности в отдельных части-
цах. Поэтому коэрцитивная сила реальных магнитотвер-
дых материалов составляет лишь часть ноля анизотро-

пии. Соединения R-Co— это материалы с чрезвычайно
высокой одноосной магнитокристаллической анизотропи-
ей. Теоретический предел коэрцитивной силы НсМ соеди-
нения SmCo5 достигает величины Яа=2/<1/Л4в=3—4Х
Х103 кА/м (4—5-Ю2 кЭ). Однако значение НсМ магни-
тов, спеченных из порошка SmCos, составляет лишь
10—15% Нл. При этом значение Нсв магнитов достигает
своей предельной величины, равной M8f и, таким обра-
зом, уровень (BH)rnax магнитов из соединения SmCos
близок к теоретическому пределу (1-1).

Константы магнитокристаллической анизотропии
сплавов системы Fe-Co-Ni-Al-Cu на два-три поряд-
ка меньше констант соединений R-Co. Структура этих
сплавов представляет собой однодоменные анизотропные
по форме частицы сильномагнитной фазы, разделенные
слабомагнитной матрицей. Значение H&t связанное
с анизотропией формы частиц, достигает 5‘IO2 кА/м
(6 кЭ). Процесс перемагничивания осуществляется не-
однородным вращением векторов намагниченности
в однодоменных частицах. Коэрцитивная сила этих
сплавов, как НсМ, так и HcBt составляет 20—30% поля
анизотропии. Поэтому в этих сплавах достигнутые зна-
чения (BHjmax далеки от теоретического предела (1-1)
и составляют 10—30% его величины.

Температура Кюри также является одной из важней-
ших характеристик магнитотвердого материала. От тем-
пературы Кюри зависят намагниченность насыщения
магнитотвердого материала при комнатной температуре
и стабильность его характеристик при температурных
воздействиях.

Сплавы системы Fe-Co-Ni-Al-Cu обладают более вы-
сокой температурой Кюри около 840—860°С, чем соеди-
нения R-Co (500—750°С), что и обусловливает их луч-
шую температурную стабильность.

Сплавы Fe-Co-Cr имеют фундаментальные па-
раметры, близкие к параметрам сплавов системы
Fe-Co-Ni-Al-Cu. Следовательно, их технические характе-
ристики могут быть приближены к характеристикам
сплавов этой системы.

В следующих главах рассмотрены особенности струк-
туры и магнитных свойств магнитотвердых соединений
R-Co и сплавов систем Fe-Co-Ni-Al-Cu и Fe-Co-Cr,
а также основные этапы технологического процесса их
изготовления.

47
Глава вторая

ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИЕ СОЕДИНЕНИЯ R-Co

2-1. МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИХ
СОЕДИНЕНИЙ ПЕРЕХОДНЫХ МЕТАЛЛОВ ГРУППЫ ЖЕЛЕЗА
С РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫМИ МЕТАЛЛАМИ

а) МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫХ МЕТАЛЛОВ

Редкоземельные элементы (лантаниды) имеют элек-
тронную конфигурацию общего вида 4/" - 5</• 6s2, где
4/-оболочка последовательно заполняется с увеличением
атомного номера элемента от л=0 для La до л=14 для
Lu. Магнитный момент 4/-оболочки нескомпенсировап.
что делает редкоземельные металлы (РЗМ) потенциаль-
ными ферро- и ферримагнетиками. Нескомпенсировап-
ными магнитными моментами во внутренних электрон-
ных оболочках обладают также иттрий, скандий, торий,
химические свойства и магнитные характеристики кото-
рых сходны с РЗМ и поэтому часто рассматриваются
совместно с РЗМ.

В атомах ферромагнетиков группы железа магнит-
ный момент создается непарными спинами электронов
З^-оболочки. Эти «магнитные» электроны образуют на-
ружную оболочку ионов в металле или в соединениях,
фактически определяющую расстояние между ионами
в кристалле. Они подвержены сильным возмущающим
воздействиям соседних ионов и могут участвовать в ме-
ханизме химической связи.

В атомах РЗМ «магнитная» 4/-оболочка находится
внутри полностью застроенной «ксеноновой» оболочки и
поэтому хорошо экранирована от всех возмущающих
воздействий. В химической связи участвуют лишь внеш-
ние 5d и 6$-электроны. Основную часть результирующе-
го магнитного момента атома J составляет не спиновый
магнитный момент S, как в ферромагнетиках группы
железа, а орбитальный кинетический момент L. Для
первой подгруппы РЗМ, 4/-оболочка которых заполнена
менее чем наполовину, J=L—S и, следовательно, ре-
зультирующий магнитный момент меньше спинового и
орбитального момента в отдельности. Эти элементы от
La до Ей вместе с Gd образуют так называемую церие-
вую подгруппу РЗМ. У гадолиния орбитальные моменты
электронов скомпенсированы, L=0 и J=S. Для второй
48

подгруппы РЗМ, 4/-оболочка которой заполнена больше
чем наполовину, выполняется соотношение J=L+S.
Элементы этой подгруппы имеют наибольший результи-
рующий магнитный момент. Элементы второй подгруппы
от ТЬ до Lu, а также весьма близкий к ним иттрий обра-
зуют так называемую иттриевую подгруппу РЗМ.

Обменное взаимодействие между спиновыми и орби-
тальными моментами 4/-электронов атомов разкоземель-
ных металлов велико, что может приводить к чрезвы-
чайно большой кристаллической анизотропии. Измере-
ния, проведенные на монокристаллах ТЬ и Dy, показали,
что константы одноосной анизотропии этих металлов
составляют 5,5-107 Дж/м3 при 10—20 К и 1,7-107 Дж/м3
при 150—200 К. Для металлов Th, Но, Ег, Ти константа
анизотропии также имеет порядок 107 Дж/м3 [2-1]. Та-
ким образом, эффективное поле анизотропии редкозе-
мельных металлов составляет примерно 105 кА/м, что
на два-три порядка выше, чем значения поля анизотро-
пии ферромагнетиков группы железа.

Магнитное взаимодействие между атомами РЗМ
имеет характер непрямого обменного взаимодействия
за счет поляризации электронов проводимости в отличие
от прямого обменного взаимодействия в случае 3d-
ферромагнетиков и потому значительно слабее. Соответ-
ственно ферро- и ферримагнетизм РЗМ проявляется при
более низких температурах, чем у ферромагнетиков
группы железа.

Характеристики РЗМ и элементов группы железа
приведены в табл. 2-1 [2-1, 2-2]. Их сравнение показы-
вает, что РЗМ превосходят элементы группы железа
по магнитному насыщению, но уступают им в значениях
температуры Кюри. Задача повышения температуры
Кюри РЗМ при сохранении высоких значений намагни-
ченности насыщения и константы анизотропии была
решена в результате исследования сплавов РЗМ с фер-
ромагнетиками группы железа.

Редкоземельные металлы образуют с 3<У-переходны-
ми металлами и марганцем большое число бинарных
интерметаллических соединений. Обычно число соеди-
нений РЗМ с переходным металлом группы железа тем
больше, чем больше электронов в Sd-оболочке переход-
ного металла. Так, иттрий образует с марганцем три
интерметаллических соединения, с железом — пять, с ко-
бальтом— восемь, с никелем — девять.

4—199 49
Большая магнитокристаллическая анизотропия на-
блюдается лишь у соединений с гексагональной или тет-
рагональной кристаллической структурой; поэтому из
числа возможных материалов для постоянных магнитов
исключаются все интерметаллические соединения с ку-
бической структурой. Соединения РЗМ с марганцем не
подходят для применения в качестве материала для по-

Таблица 2-1

Элемент Обозначе- ние эле- мента Tim струк- туры Плотность d, кг/м» Темпера- тура Кюри е, к Температу- ра Нееля 7„.К Число маг- нетонов Вора на атом, н_ D Намагни- ченность насыщения Тл, при Г=0 К
Лантан La ГПУ 6160 0
Церий Се гцк 6670 13 2,5 __
Празеодим Рг ГПУ 6770 —— 3,6 —
Неодим Nd ГПУ J 7020 12 3,3
Самарий Sm р 7540 —« 15 0,8 —
Европий Eu оцк 5250 103 8,3
Гадолиний Gd ГПУ 7890 290 — 8.0 2,66
Тербий Tb ГПУ 8250 210 230 9,8 3,27
Гольмий Ho ГПУ 8800 20 133 11,2 3,75
Диспрозий Dy ГПУ 8560 85 178 10,6 3,70
Эрбий Er ГПУ 9060 19 84 9,9 3,42
Тулий Tm ГПУ 9320 22 51 7,6 2,72
Иттербий Yb гцк 6960 4,5
Лютеций Lu ГПУ 9850 — — 0 —
Железо Fe оцк 7880 1040 - — 2,2 2,15
Кобальт Co ГПУ 8900 1390 1,7 1,80
Никель Ni гцк 8900 630 — 0,6 0,61

Примечание. ГПУ — гексагональная, птотноупакованная; Р—ромбаэдри
ческая; ГЦК— i ране центрированная, кубическая; ОИК—объемно центрированная, ку-
би ческа I структуры.

стоянных магнитов, так как соединения типа RMn име-
ют низкую температуру Кюри, соединения типа RMn23 —
кубическую структуру, а соединения типа RMni2 анти-
ферромагнитны. Соединения РЗМ с никелем и железом
имеют или низкую температуру Кюри, или кубическую
структуру. Лишь интерметаллические соединения РЗМ
с кобальтом удовлетворяют требованиям, предъявляе-
мым к магнитотвердым материалам.

б) СТРУКТУРА И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА СОЕДИНЕНИИ R-Co

Анализ диаграмм состояния систем R-Co показыва-
ет, что при взаимодействии кобальта с РЗМ образуются
соединения [2-3]: R2Coi7, RC05, R2Co7, RCo3. RCo2 и т. д.
вплоть до R3Co2 (рис. 2-1). Были обнаружены также
соединения R5C019, где R—La, Се. Рг, Nd [2-4], а также
Sm (при высоких температурах) [2-5]. С помощью маг-
нитоструктурного анализа было показано, кроме того,
что существуют фазы RCo<, R7Co2q, R4Coi7, R3C013. где
R—Се, Рг, Nd [2-6].

Как правило, соединения образуются по перитекти-
ческим реакциям. Исключение составляет соединение
R2Coj7, которое имеет конгруэнтную точку плавления.
Особенностью соединений R-Co является то, что некото-
рые из них имеют область гомогенности, расширяющую-
ся с повышением температуры.

Фазовые диаграммы систем R-Co приобрели еще бо-
лее сложный вид после открытия эвтектоидного распада
соединения SmCos на фазы Sm2Co7 и Sm2Coi7. проте-
кающего при температуре ниже 750°С [2-7]. Это явле-
ние было подтверждено для других РЗМ. На рис. 2-2
указаны температуры перитектической реакции и эвтек-
тоидного распада для соединений RCo5.

Структура соединений R2Co|7. RCo5. R2Co7, RCo3.
RCo2, обогащенных кобальтом, может быть выведена
одна из другой путем упорядоченных замещений атомов
Со атомами R[2-8]. Тип и частота замещений опреде-
ляют стехиометрический состав соединения и симметрию
кристаллической структуры.

Структура соединений RCo5 однотипна со структурой
CaCu5 (ZnCus) и состоит из чередующихся слоев атомов
двух типов (рис. 2-3). Слои одного типа содержат толь-
ко атомы Со, размещенные в гексагональной решетке;
слои другого типа включают два сорта атомов в про-
порции один атом РЗМ к двум атомам Со, при этом
РЗМ атомы размещаются в центре шестиугольников,
образованных атомами Со. Параметры кристаллических
решеток некоторых соединений РЗМ с кобальтом типов
RCo5 и R2Coi7 представлены в табл. 2-2 [2-9].

Кристаллическая структура соединений R2Coi7 обра-
зуется из структуры RC05 посредством замещения каж-
дого из 1/3 атомов РЗМ па пару атомов Со. Такое за-
мещение происходит в каждом слое, содержащем редко-
земельные атомы, причем атомы Со располагаются на
4* 51
линии, перпедикулярной плоскости слоя, с двух стороп
от него, образуя «гантели». В зависимости от перерас-
пределения этих замещений соединения имеют гексаго-
нальную или ромбоэдрическую аллотропическую моди-
фикацию.

Таблица 2-2

Соединение Константы решетки, нм Соединение Константы решетки, нм
a с а с
LaCOj 0,5105 0,3966 Се2Со17 0,8335 1,215
СеСо6 0,4926 0,4020 Рг2Со17 0,8415 1,217
PrCo6 0,5024 0,3988 SmaCo17 0,8402 1,217
SmCo9 0,4989 0,3981 0,8360 0,8515
GdCOg 0,4976 0,3973 Gd2CoJ7 0,8361 1,216
YCo5 0,4937 0,3978 Y2Co17 0,8344 1,219
Ce,Co17 0,8335 0,8102 YaCo17 0,8341 0,8125

А топна я доля Со, °/о

Сравнение величин намагниченности насыщения
соединений R2C017, RC05, R2C07, RCO3 показывает,
что группа соединений, обладающих достаточно высоки-
ми значениями ограничена соединениями типов
R2Coi7 и RC05, где R—Y, La, Се, Pr, Nd, Sm (рис. 2-4).
Наиболее высокая намагниченность насыщения наблю-
дается на соединениях кобальта с элементами первой
половины ряда лантанидов, т. е. с «наименее магнитны-
ми» РЗМ или даже совсем «немагнитными», как лантан
и иттрий (см. табл. 2-1). Этот факт является следствием
ферримагнитного упорядочения спинов атомов РЗМ и
атомов Со в соединениях рассматриваемого типа. В ато-
мах РЗМ первой половины редкоземельного ряда спино-
вый S и орбитальный L моменты атома, как указыва-
лось выше, ориентируются антипараллельно и результи-

Атопная доля Си, % 6)

Рис. 2-1. Фазовые диаграммы систем R-Co.
а — система Sm-Co, б —Y-Co.
рующий главный момент J представляет собой разность
J=L—S. Поэтому антиферромагнитное упорядочение
спиновых моментов атомов РЗМ цериевой подгруппы и
Со в соединениях R-Co приводит к ферромагнитному
упорядочению их главных моментов и намагниченность
соединений имеет высокие значения.

Рис. 2-2 Температуры перитекти-
ческой реакции (/) и эвтектоид-
ного распада (2) соедине-
ний RCo5.

Рис. 2-3. Кристалличе-
ская решетка интерме-
таллических соединении
RC05.

ф — атом кобальта; О —
атом РЗМ, d-слой содержит
только атомы Со; Я-слой —
атомы Со и РЗМ.

Г La Се PrNdPmSmEuCdTbDyHoErTmYbLu.

Рис. 2-4. Намагниченность насыщения
соединений R-Co при комнатной тем-
пературе.

/ — R.COn: 2 — RCos; 3 — RjCch; 4 — RC03.

В атомах элементов иттриевой подгруппы редкозе-
мельного ряда магнитные моменты L и S ориентируются
параллельно и J=L-hS. Поэтому антипараллелыюе на-
54

правление спинов атомов «тяжелых» РЗМ. и Со в соеди-
нениях R-Co приводит к ферримагнитному упорядоче-
нию главных магнитных моментов атомов и намагни-
ченность соединений мала.

По указанным причинам соединения типа RCo5, где
R — РЗМ цериевой подгруппы (R—Се, Рг, Nd, Sm, Y),
в области температур ниже точки Кюри (6^1000 К)

/^0 Ms

0,8

°>6

О 4U 80 120 160 200 гчо 280 К

Рис. 2-5. Температурная зависимость намагниченности
насыщения интерметаллических соединений RC05.

I — NdCos: 2 —РгСсл; 3 —YCos; SmCos; 5 —СеСо5; б —
TmCo5; 7-ЕгСов; 3-НоСог, Р —DyCoj; W —TbCoe; // —
GdCoj.

являются типичными ферромагнетиками и температур-
ная зависимость насыщения этих соединений имеет нор-
мальный, «вейссовский» вид (рис. 2-5). Соединения типа
RC05 с РЗМ иттриевой подгруппы (R—Gd, Tb, Dy, Но,
Ег, Тт) в области низких температур имеют точку ком-
пенсации магнитных моментов подрешеток (вследствие
происходящего при понижении температуры магнитного
Упорядочения подрешетки РЗМ, магнитный момент ко-
торой антипараллелен магнитному моменту подрешетки
кобальта); таким образом, температурная зависимость
насыщения этих соединений имеет вид, свойственный
ферримагнетикам (рис. 2-5). При частичном замещении
в соединениях RC05 с «легкими» РЗМ атомов R на ато-
мы «тяжелых» РЗМ R' температурный ход насыщения
получающихся квазибинарных твердых растворов типа
Ri-xR'xCos имеет соответствующий «промежуточный»
вид (рис. 2-6) [2-10].

ний R2C017 и RC05 высоки (на 200—400°С ниже, чем
точка Кюри чистого кобальта, 0=1400 К) и мало зави-
сят от того, какой РЗМ входит в соединение. Это ука-
зывает на доминирующую роль обменного взаимодейст-
вия между атомами Со.

Рис. 2-6. Температурная зави-
симость намагниченности на-
сыщения соединений

Smi-^ErxCog (-----)

и Smi-xGdxCos (-------) для

различных значений х.

/—0,0; 2—0.1: 3 — 0.2; 4 — 0,3: s —
0,4; в-0.45.

0 200 ЧОО 600 800 1000 К

Рис. 2-7. Температурная зависимость на-
магниченности насыщения соединений.

/ — YjCon; 2 — StrijCon; 3 — YbsCoi?; 4 — ЕгзСоп;
5 — GdjCoiy.

По аналогии с соединениями типа RC05 соединения
типа R2C017 проявляют себя как ферромагнетики, если
R — «легкий» РЗМ, и как ферримагнетики, если R —
«тяжелый» РЗМ [2-11] (рис. 2-7).

На рис. 2-8 представлены температуры Кюри раз-
личных соединений кобальта с редкоземельными эле-
ментами [2-12]. Видно, что температуры Кюри соедине-
56

Г Се Pr NO. РтЗтЕибОПОу Но ErTmYb

Рис. 2-8. Точка Кюри соединений R-Co.

/ —RsCou: 2-RCo,; 3 —RjCo,; 4 —RCo,:

S - RCoj.

Важнейшей характеристикой магнитных материалов
наряду с намагниченностью насыщения и точкой Кюри
является их магнитная анизотропия.

I Из всех соединений кобальта с РЗМ наивысшими

значениями константы кристаллографической анизотро-

пии и поля анизотропии об-
ладают соединения RC05
(рис. 2-9). Поле анизотро-
пии SmCos достигает 35000
кА/м (440 кЭ) [2-13]. В этих
соединениях ось с гекса-
гональной кристаллической
решетки при комнатной тем-
пературе является осью
легкого намагничивания, а

Рис. 2-9. Зависимость поля ани-

зотропии Яа соединений Sm-Co
i-Co от содержания Со в со-
единении.

Атонная доля Со
базисная плоскость — плоскостью трудного намагничи-
вания. Таким образом, соединения RCos имеют магнит-
ную симметрию, идеальную для применения их в качест
ве материала для постоянных магнитов.

В табл. 2-3 приведены значения магнитных парамет-
ров ряда соединений RCo5 при 7=293 К [2-13—2-15].

Таблица 2-3

Соединение d. 10’ кг/м’ (ЧМ, Mv Гс Ки 10». Дж/м" НА » 2Kt/Ms е. “с
Тл Гс кЭ кА/м
LaCo6 8,03 0,07 725 6,3 175 14 000 570
CeCoft 8,56 0,06 615 5.2 170 13 500 375
PrCoj 8,33 0,10 955 6,9 145 11 500 610
NdCoj 8,39 0,10 980 1,0 30 2400 630
SmCoj 8,60 0,09 900 20,0 400 32000 725
GdCo5 8,86 0,03 285 6,0 270 22 000 735
YCo5 7,60 0,08 845 5,2 130 1 0500 650

Таблица 2-4

Соединение Тл Afs, Гс Ki. 10». Дж/м" К,. 10". Дж/м» „ -2К' в, вс
кЭ кА/м
StnaCo]7 0,10 980 32,0 3,50 65 5200 920
Gd,Co17 0,06 590 —3,0 0,35 940
EraCo17 0,08 800 3,5 0,08 9,0 720 910
Tm,Co17 0,09 910 3,9 0,23 8,6 690 910
Y2CoI7 0,10 985 —4,0 0,30 900

В соединениях R2C017 направления легкого намагни-
чивания лежат в базисной плоскости. Ось с является
осью трудного намагничивания. Исключение составляют
соединения Sm2Coi7, Ег2Со17 и ТпъСоп, в которых ось с
является осью легкого намагничивания. Небольшие до-
бавки железа вызывают изменение магнитной симме-
трии соединений: вместо базисной плоскости направле-
нием легкого намагничивания соединений R2(Coi-xFex)i7
становится ось с (для R—Y, Се, Рг, Мш) и такая сим-
метрия сохраняется в интервале значений х от 0,05
до 0,5. Напряженность поля анизотропии указанных
тройных соединений (160—320 кА/м) ниже, чем у боль-
58
шинства соединений RC05, но все же достаточно велика
и позволяет считать эти соединения перспективными ма-
териалами для постоянных магнитов. Магнитные свой
ства соединений типа R2Co17 при Г=293 К приведены
в табл. 2-4 [2-1, 2-11].

Для объяснения природы кристаллической анизотро-
пии рассматриваемых соединений привлекают обычно
одноиопный механизм анизотропии, т. е. рассматривают
влияние кристаллического поля и ноля обмена на от-

0 гос ЬОО 500 800 /г

Рис. 2-10. Температурные зависимости.

в—константы анизотропии К, соединений КСо^ (R :Snr. 2 — Се; 3 — Gd;
<*-Y); б — вклада подрешетки ионов SmH в анизотропию соединения SmCoj
1 ~~ ^](SmCo5)"“^hCeCu5): — ^KSmCoS)-YCosr

дельный ион редкоземельного металла, причем исполь-
зуют модель двухподрешеточной магнитной структуры
этих соединений. Константа анизотропии соединения при
таком рассмотрении может быть представлена как сум-
ма констант анизотропии подрешеток кобальта и редко-
земельного металла. Соответствующие расчеты позво-
ляют правильно предсказать преимущественные на-
правления магнитного момента R-подрешетки соедине-
ний RCo5 и R2C017 [2-13, 2-16, 2-17].

Предполагая, что анизотропия подрешетки кобальта
в соединениях RCog слабо зависит от свойств конкрет-
ного редкоземельного элемента R, можно определить ее
Путем измерения констант анизотропии на соединениях
RCos, в которых ионы R3+ немагнитны. Так, в соедине-
ниях LaCog, YCo5 и СеСо5 ионы La3+, Y3h, Се34- не име-
ют 4/-электронов, а в соединении GdCo5 орбитальный
Магнитный момент ионов Gd34- равен нулю, так что анн-
Зотропия указанных соединений определяется анизотро-
пией подрешетки кобальта. Измерения показываю!
[4-18], что константы анизотропии этих соединений дей-
ствительно близки между собой по величине (рис. 2-10,а).
С использованием этих данных можно оцепить вклад
R-подрешетки в анизотропию любого соединения RCo5.
вычитая из константы анизотропии соединения опреде-
ленную указанным способом константу анизотропии под-
решетки кобальта.

Рис. 2-11. Температурная за-
висимость констант анизотро-
пии Ki и К2 соединений РгСо^
(•) и NdCo5 (о).

Рис. 2-12. Температурная за-
висимость констант анизотро-
пии соединений R2Coi7.

/ —- StTijCon; <? — ЕгаСоп: 3 — Y;Con^
4 — GdjCon [цифроП co штрихом
обозначены кривые Ка(Т)].

Температурная зависимость анизотропии подрешетки
ионов Sm3+ в соединении SmCo5, полученная указанным
способом, показана на рис. 2-10,6. При комнатной тем-
пературе константы анизотропии подрешеток Со и Sm
составляют соответственно 0,5-10® и 11-10® Дж/м3. Кон-
станта анизотропии Ki подрешетки самария определяет
в основном большую анизотропию соединения SmCo5,
но обнаруживает сильную температурною зависимость,
уменьшаясь до сравнительно малых значений при нагре-
ве соединения до температуры 600—700 К (рис. 2-10,6).
Следует отметить, однако, что анизотропия соединений
60
RCog даже при температуре около 800 К сохраняет
высокие значения (/G=^106 Дж/м3) вследствие слабой
температурной зависимости анизотропии подрешетки
кобальта в этих соединениях (рис. 2-10,а). Направление
легкого намагничивания соединений RCo5 и R2C017 за-
висит от R. Соединения YC05 и СеСо5, в которых ионы
R3* немагнитны, сохраняют ось легкого намагничива-
ния с в пределах всего температурного интервала Т>
>4,2 К.

В ряду соединений RCo5, в которых ионы R3* маг-
нитны, только соединение SmCo5 имеет ось легкого на-
магничивания при всех температурах ниже 8. Все
остальные соединения с понижением температуры обна-
руживают переход от оси легкого намагничивания к ко-
нусу, а затем к плоскости легкого намагничивания
(рис. 2-11).

Для сплавов R2C017 соединения с немагнитными
ионами R(Y, Gd) обнаруживают анизотропию типа
«плоскость легкого намагничивания» во всем интервале
температур 7>4,2 К (Л\<0, Т<2<0)- Из сплавов R2C017,
в которых ноны R магнитны, только соединения
с R—Sm, Ег, Тт и Yb имеют ось легкого намагничива-
ния все остальные соединения характеризуются анизо-
тропией типа «плоскость легкого намагничивания» (при
комнатной температуре) (рис. 2-12).

Эти результаты при их рассмотрении на основе двухподрени-
точной модели магнитной структуры соединений позволяют предпо
дожить, что в соединениях RCos вклад Со-подрешетки в анизотро-
иию соединения способствует созданию одноосной анизотропии
(большие положительные значения Ki), которая превалирует над
анизотропией R-подрешетки при температурах выше комнатной. При
Понижении температуры соединения в результате постепенного упо-
рядочения магнитных моментов R-подрсшетки начинает проявляться
вклад этой подрешеткн в анизотропию соединения. Можно предпо-
лагать, что знак константы анизотропии R-подрсшетки совпадает
со знаком константы анизотропии чистого R-металла [2-12]. Редко-
земельные металлы Sm и Ег имеют ось легкого намагничивания с,
в то время как металлы Рг, Nd, Tb, Dy, Но — плоскость легкого
намагничивания. Соответственно в соединениях SmCos и ЕгСо5 ось с
является направлением легкого намагничивания вплоть до темпера-
туры 4,2 К [2-12], в соединениях RCOs, где R—Рг, Nd, Tb, Но, с по-
нижением температуры наблюдается изменение знака Ai на отрица-
тельный, т. е. переход от анизотропии типа «ось легкого намагничи-
вания» к анизотропии типа «конус направлений легкого намагничи-
вания» (Рг) и «плоскость легкого намагничивания» (Nd) (см.
Рис. 2-11). В соединениях RjCon константа анизотропии подрешеткн
кобальта по величине иа порядок меньше, чем для соединений типа
КСоБ, и отрицательна (Ki=^—3-105 Дж/м3 для Y2Coi7 и Gd2Coi7),
Т- е. способствует созданию анизотропии типа «плоскость легкого
Намагничивания». Поскольку Кцсо» мала, анизотропия R-подрешеткн
может преобладать уже при комнатной температуре, чти качественно
подтверждается одноосностью соединений RaCop при R—Sm, Er,
Im, Yb.

При отклонении от стехиометрического состава соединений RCo3
в пределах их области гомогенности константа анизотропии может
несколько изменяться, например, вследствие изменения геометриче-
ской анизотропии решетки (изменение отношения параметров решен
ки с/а) или вследствие замещения части атомов R парами атомов
Со при отклонении состава в сторону обогащения кобальтом. Дли
SmCos это изменение незначительно. При частичном замещении Со
в RCo5 другими элементами (Fc, Ni, Си) анизотропия соединения

Таблица 2-3

D в соединении Sma (COj X rD. нм Тл Ai, КА Дж/м3 Н = 2/G/Af а
кЭ кА/м
0,00 0,1385 о,1ои 2,8 57 4500
Fe 0,06 0,1 111 0,101 3,0 59 4700
Мп 0,06 0,1428 0,101 3,0 68 5500
Т1 0,04 0,1614 0,082 5,4 130 10 500

также изменяется, причем это изменение зависит от ионного радикса
и концентрации легирующего металла. Это объясняют тем, что аю-
мы Со в ячейке RCo5 занимают неэквивалентные узлы (см. рис. 2-3)
и вероятность замещения атомов Со в этих узлах атомами других
3d-MC галлов различна: атомы, большие по атомному радиусу, чем
атом Со, занимают в первую очередь положения в d-плоско-
стях, а атом меньшею размера — положения в R-плоскостях,
что подтверждено нейтронно-графическими исследованиями си-
стем Th(CO|_xFex)s и Th(Coi-xNix)6 [2-19]. Поскольку ноны Ni
меньше, а железа и меди больше, чем ионы Со, ионы Ni
в Sm (COi-xNix)s преимущественно замещают ионы Со в узлах
R-плоскостей, а ионы Fc и Си — в узлах d-плоскостей.

При легировании соединений R2Co|7 Sd-металлами также можно
существенно изменить константу одноосной анизотропии. Это объяс-
няется аналогичным образом на основе механизма одноионной ани-
зотропии подрешетки R и предположения о зависимости от заряда и
радиуса иона легирующего металла характера заполнения кристал
лических позиций в решетке R2C017 (в d-плоскостях, R-нлоскостях
и «гантелях» атомов кобальта). Опытные данные качествен-
но подтверждают выводы этой теории: при легировании соединения
Sm2Coi7 Зd-мeтaллaми с атомными радиусами rDt такими, что ги>
>гсо, при малых концентрациях легирующих металлов константа
анизотропии соединений возрастает, как эго можно видеть из дан-
ных табл. 2-5 [2-19, 2-20].

Таким образом, большие значения магнитного насы-
щения, поля анизотропии и температуры Кюри ряда
соединений типа RCo5 и R2C017 свидетельствуют о воз-
можности изготовления из этих материалов постоянных
62
магнитов с чрезвычайно большой предельной плотностью
магнитной энергии. При этом для получения максималь-
ной остаточной индукции Вг—ЦоМ» необходима совер-
шенная кристаллическая текстура материала, а для до-
стижения максимальных значений коэрцитивной силы
Ясм=На постоянные магниты из соединений R-Co долж-
ны представлять собой плотные конгломераты очень ма-
лых монокристаллических частиц, оси легкого намагни-
чивания которых направлены параллельно, т. е. должны
изготовляться из мелких порошков этих соединений.

2-2. ПРОЦЕССЫ ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЯ В СОЕДИНЕНИЯХ
R-Co

а) ОСОБЕННОСТИ ДОМЕННЫХ ГРАНИЦ

Вследствие высокого значения константы магннто-
кристалической анизотропии в соединениях RC05 домен-
ные границы в них характеризуются чрезвычайно малой
толщиной б и большой плотностью у поверхностной
энергии [см. формулы (1-33) и (1-34)].

Таблица 2-6

Соединение у, 10м Дж/м’ (эрг/см«) А, !0"“ Дж/м (10м эрг/см) В, нм
SmCo. 85 3,5 5,1
YCo, 35 1.5 5,5
СеСо, 25 1.3 [6,5
РгСо, 40 1,1 3,5
Sm,Co17 55 5,9 13,5

Энергия доменных границ ряда соединений RCo5 бы-
ла определена на основе изучения конфигурации маг-
нитных доменов на базисной плоскости тонких пласти-
нок из монокристаллических соединений RC05. Значе-
ния у рассчитывались по формуле Киттеля, связываю-
щей ширину домена d с толщиной пластинки L (1-42).
Значения, полученные указанным способом, приведены
в табл. 2-6 [2-21 2-23]. Там же приведены значения
константы обмена А и толщины доменных стенок 6,
полученные расчетом по соотношениям (1-33) и (1-34):
Y=4 (АК)Х/2 и б=л(/1/К),/2 для 180°-ных доменных гра-
ниц. Данные таблицы показывают, что значения у для
соединений R-Co значительно превышают соответствую-
щие значения, измеренные для других одноосных фер-
ромагнитных материалов. Например, т=(1 ; 5) X
Х10-3 Дж/м2 для различных ферритов и у=8х
Х10-3 Дж/м2 для Со (табл. 1-5). В то же время толщи-
на доменных границ 6 в соединениях R-Co составляет
величины, равные лишь нескольким десяткам межатом-
ных расстояний. Отмеченные особенности доменных гра-
ниц в соединениях R-Co — высокая плотность поверхно-
стной энергии и малая толщина — могут приводить
к магнитному гистерезису этих соединений, связанному
как с трудностью образования зародышей обратной на-
магниченности (поскольку энергия доменной границы
высока), так и с сильным затруднением движения имею-
щихся доменных границ вследствие их взаимодействия
с дефектами структуры материала. В последнем случае
поле, необходимое для смещения границы (т. е. значе
ние коэрцитивииой силы материала), может быть под-
считано по соотношению (1-70)

где (dy!dx)max — максимальный градиент поверхност-
ной энергии границы в области дефекта.

Ввиду отмеченных особенностей доменных границ
в соединениях R-Co в них возможны весьма большие
значения коэрцитивной силы вследствие взаимодействия
границ с дефектами: плотность энергии границы высока,
поэтому возможны ее большие изменения; толщина до-
менной границы мала, поэтому указанные изменения
энергии границы могут иметь место при малом ее сме-
щении, что приведет к высокому значению градиента
энергии dyfdx и соответствующим величинам НсМ-

Следует отметить, что формулы (1-33) и (1-34) выве-
дены для классического случая больших по толщине
доменных границ с исчезающе малыми относительными
углами поворота спиновых моментов в соседних атом-
ных плоскостях. Эти формулы для границ с малой тол-
щиной и высокой энергией, характерных для соедине-
ний с большими значениями магнитокристаллической
анизотропии, можно применять лишь для оценочных рас-
четов.

В [2-24, 2-25] рассмотрена модель тонкой доменной стенки, со-
держащей центральную часть с дискретным изменением направления
спинов, ограниченную с двух сторон зонами с непрерывным измене-
нием их направления. Дискретность изменения направления спино-
вых моментов в доменной стенке приводит к новому ее свойству —
эффекту затруднения движения стенки через решетку совершенного
анизотропного кристалла. Экспериментальное подтверждение эффек-
га получить нелегко, так как любые дефекты решетки в кристаллах
приводят к значениям коэрцитивной силы, которые перекрывают
значения Нсм, вызванные этим эффектом. Тем не менее в микрокри-
сталле S1T1C05 было измерено значение коэрцитивной силы, вызван-
ной эффектом «связывания», равное 0,8 кА/м (ЮЭ) при комнатной
температуре Эта величина согласуется с рассчитанной в соответст-
вии с моделью дискретной стенки величиной в 0,08 кА/м (1 Э).

Если в ферромагнитном материале выполняется соотношение
в1Лк/А>1,5, то доменная граница утоньшается до единичного меж-
атомного расстояния. В этой границе спины изменяют ориентацию
на 180° при переходе от одного атомного слоя к соседнему. Гранич-
ная энергия такой стенки состоит по существу только из обменной
энергии, поэтому тепловые флуктуации могут заметно изменять ее
толщину.

При наличии таких доменных границ, состоящих лишь из одного
«антиферромагнитного» слоя, достигается верхний предел коэрцитив-
ной силы, соответствующий полю зародышеобразования при одно-
родном вращении: Нсм~ЪК1М9. Таким образом, ферромагнитные
материалы, характеризующиеся высоким значением отношения кон-
стант анизотропии и обмена К/А, должны обнаруживать чрезвычай-
но высокие значения коэрцитивной силы, обусловленные взаимодей-
ствием сверхтонкой доменной стенки с кристаллической решеткой.

В соединениях типов R3C0, RCo2, R3AI2, RA1 коэрцитивная сила
вследствие указанного эффекта достигает 3200 кА/м (40 кЭ) (при 7—
=4.2 К) [2-26]. Высокими значениями коэрцитивной силы при тем-
пературе 7=4,2 К обладают также соединения типа RCo5 при час-
тичной замене кобальта атомами А1 и Si [ЯсДГ=2400ч-4000 кА/м
(30—50 кЭ] (2-27]. В массивных монокристаллах сплавов
Sm(Coi-xNix)5 Нсм превышает 6400 кА/м (80 кЭ) для 0,5^х<Ю,9
(при 7=4,2 К) [2-28].

б) МЕХАНИЗМ ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЯ

Исследование доменной структуры мелких монокри-
сталлических частиц из сплава SmCos размером
10—25 мкм (с помощью эффекта Керра) обнаружило
многодоменную структуру этих частиц [2-29.
2-30]. Анизотропия соединений RCo5 достаточно ве-
лика, чтобы препятствовать образованию замыкаю-
щих доменов: в кристаллах этих соединений су-
ществуют только 180°-ные границы между доменами,
параллельные оси с. Процесс образования зародышей
обратной магнитной фазы происходит путем появления
узких доменов, быстро разрастающихся по кристаллу
вдоль оси легкого намагничивания. ОкончатЛьное пере-
магничивание происходит за счет смещения доменных
границ в направлении, перпендикулярном этой оси, а за-
тем сужения, укорачивания и исчезновения неблаго-
приятно намагниченных доменов. Домены в частицах
SmCo5 имеют более крупные размеры, чем в частицах
всех других соединений RC05 поскольку в частицах
5—199
соединения SmCos поверхностная плотность граничной
энергии максимальна. Угловая зависимость коэрцитив-
ной силы порошков RC05 имеет вид, характерный для
механизма перемагничивания за счет смешения домен-
ных границ, а именно подчиняется закону Нем(^) —
=Ясм(0) /cosq?, где ср — угол между направлениями при-
ложенного размагничивающего поля и осн легкого на-
магничивания образца.

Подробное исследование особенностей магнитного гистерезиса со-
единений SmCo5 было проведено па монокристаллических образцах,
полученных из отдельных зерен крупнозернистых слитков SmCo-.
[2-31. 2-32]. Такие образцы, приготовленные путем механической
шлифовки и последующих травления и элсктрополировки поверхно-
сти зерен, после намагничивания до насыщения сохраняют это со-
стояние вплоть до некоторого значения Но напряженности поля
В поле Но изменение намагниченности таких образцов происходит
скачкообразно; причем Нг, зависит как от длительности травления
образца, так и от намагничивающего поля Нт. Зависимость Н0(Нт)
носит ступенчатый характер: рост внутреннего поля скачка намагни-
ченности HQt — Ho—Нр (Нр — собственное размагничивающее поле)
прекращается при определенных значениях , соответствующих
предельным петлям гистерезиса образцов. Эти петли гистерезиса, как
правило, симметричны, т. с. максимальные значения На одинаковы
при намагничивании образца в противоположных направлениях. Все
промежуточные петли гистерезиса (непредельные) несимметричны,
причем соответствующие значения //0 зависят от магнитной
предыстории образца. Указанный скачкообразный характер процесса
перемагничивания частиц RCos может быть связан как с задержкой
истинного образования доменов обратной намагниченности, так и
с задержкой начала роста уже имеющихся зародышей обратных
доменов [2-31]. Асимметричный характер гистерезиса, а также сту-
пенчатая зависимость Но(Нт) свидетельствует о том, что начало
процесса перемагничивания при непредельных скачках намагниченно-
сти связано с наличием остаточных доменов с разными значениями
напряженности поля старта, которые определяют значение Но (заро-
дыши первого типа). Неизменяемость же Но при увеличении Нт и
симметричность петли гистерезиса, характерные для предельных пе-
тель гистерезиса, могут быть объяснены, если предположить, что
кроме указанных зародышей первого типа в образце могут иметь
место зародыши второго типа, которые отсутствуют в намагничи-
вающем поле Нт, но появляются в некотором размагничивающем
поле Hoi в местах с пониженной энергией анизотропии. При этом
предельный скачок намагниченности может определяться как полем
возникновения зародыша второго типа, так и его нолем старта, если
границы зародыша закреплены па неоднородностях структуры в мес-
те его., образования. В любом случае скачок намагниченности, свя-
занный с образованием и ростом такого зародыша, будет происхо-
дить в одном и том же поле при намагничивании образна в проти-
воположных направлениях [2-32]

Разные частицы и монокристаллические образцы мо-
гут обнаруживать разную зависимость поля Но от на-
магничивающего поля длительности травления и
66
других факторов. Это может быть связано с тем, что
пронес перемагничивания каждой частицы начинается
в окрестностях дефектов, где все магнитные константы
отличаются от соответствующих коне гаи г совершенного
кристалла. Общие закономерности таких зависимостей
могут быть прослежены лишь на больших группах ча-
стиц, т. е. магнитные свойства рассматриваемых порош-
ков и сплавов носят статистический
Наличие различных магнитоактив-
ных дефектов приводит к наблю-
даемому разбросу в свойствах ча-
стиц. Для намагничивания до на-
сыщения термически размагничен-
ных монокристаллических образцов
достаточно поместить их во внешнее
Поле, равное по напряженности их
собственному внутреннему размаг-
ничивающему полю //р (для образ-
цов из SmCos в форме шара Яр=
в’/з^^ЗОО кА/м), т. е. доменные
границы при смещении через объем
частиц встречают лишь незначи-
тельные препятствия. Связанная
с этим коэрцитивная сила порошка
не превышает 4 кЛ/м (50 Э) [2-33].

Коэрцитивная сила порошков i

SmCos является следствием процессов образования за-
родышей обратной магнитной фазы или закрепления их
границ, имеющих место в поверхностном слое частиц.
При этом физической причиной большого значения ко-
эрцитивной силы частицы является соответственно или
отсутствие центров легкого зародышеобразования, или,
если такие центры присутствуют, резкое изменение энер-
гии доменных стенок зародыша при сдвиге из поверх-
ностного слоя в объем зерна под действием внешнего
поля («магнито!вердое зерно в магнитомягкой оболоч-
ке») [2-34, 2-35] (рис. 2-13). Уменьшение энергии до-
менной стенки в поверхностном слое частицы SmCos
может быть связано, например, с преимущественным
окислением самария в этом слое, что приводит к значи-
тельному обогащению слоя кобальтом и соответствующе-
му понижению константы анизотропии материала слоя
(рис. 2-21, область А). В связи с этим здесь может
образоваться зародыш обратной намагниченности, гра-

характер

Рис. 2-13. Схема из-
менения плотности
энергии доменной

границы при се сме-
щении от iioeep кло
сти в глубь зерна.

ллов
ница которого имеет энергию 'Y=Yo- Поле, необходимое
для смещения границы из поверхностного слоя в зерно,
при этом выражается тем же соотношением, что и в тео-
рии включений Кондорского—Керстена (1-70):

или для рассматриваемой модели зерна RCo6 (рис. 2-13)

Н (2-1)

п» 2MS Д '

Малое значение напряженности внешнего поля за-
родышеобразования на поверхности может быть след-
ствием не только изменений состава поверхностного
слоя, но и наличия неровностей, выступов на поверх-
ности частиц. Возникающее вблизи неровностей поверх-
ности собственное размагничивающее поле может дости-
гать величин порядка 18Л1в, т. е. для SmCo5 может со-
ставлять 1300 кА/м (16 кЭ).

Коэрцитивная сила магнитов из порошков SmCo3
после процессов спекания и отжига намного превышает
коэрцитивную силу исходного порошка. Это может быть
связано с различным состоянием поверхности частиц
в порошке и магните, где поверхность частиц преобра-
зуется в границы зерен, составляющих магнит. В то вре-
мя как поверхность частиц порошка в течение всех про-
цессов его получения и обработки подвергается дефор-
мации и интенсивному окислению [2-36], в магните
в процессе его спекания и последующего отжига может
происходить устранение деформации решетки и осво-
бождение границ зерен от окислов за счет укрупнения
частиц окислов или процесса растворения — выделения.
Тем не менеее границы зерен вследствие большой плот-
ности дислокаций в них или изменения состава (обога-
щения кобальтом) могут иметь низкую магнитокристал-
лическую анизотропию или низкую энергию обмена и
быть местом образования зародышей обратной магнит-
ной фазы и связывания их границ.

Таким образом, коэрцитивная сила как отдельных
частиц, так и магнитов из SmCo3 определяется гистере-
зисом возникновения и роста доменов обратной намаг-
ниченности, причем возникновение этих доменов проис-
ходит вблизи тех или иных неоднородностей структуры
соединения SmCog, расположенных вблизи поверхности
68
частиц или на границах зерен магнитов. Однако как по-
казывают теоретические оценки, размеры этих неодно-
родностей слишком малы (101—102 нм) для того, чтобы
их можно было изучать современными методами иссле-
дования кристаллической и фазовой структуры мате-
риала.

в) ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА КОЭРЦИТИВНУЮ СИЛУ

Рис. 2-14. Температурная зависи-
мость относительного значения
Нс магнитов из SmCos.

Л(Т) = НсЛГ(Г)/ЯсМ (77 К).

Коэрцитивная сила порошков и магнитов из SmCos
обнаруживает сильную температурную зависимость, мо-
нотонно уменьшаясь при нагреве и приближаясь к нуле-
вому значению при тем-
пературе вблизи 730 К
(примерно 460°С) [2-38,
2-39] (рис. 2-14).

В [2-40] рассмотрен меха-
низм термической активации
движения доменных границ,
смещению которых препятству-
ют неоднородности структ) ры
материала с высокой констан-
той анизотропии. Для напря-
женности критического поля
смещения границы получено
выражение

2okT
,,o(r^ 2.1 Li Д'- ’

(2-2)

где //о(0)—напряженность критического поля (коэрцитивная сила)
при 7—0; k— постоянная Больцмана; s — площадь границы, на ко-
торую приходится один дефект; Дх — размер дефекта.

По (2-2) уменьшение коэрцитивной силы порошков (и магнитов)
при их нагреве есть следствие влияния тепловых флуктуаций.

Попытка объяснения температурной зависимости коэрцитивной
силы порошков (и магнитов) из SmCo5 сделана также на основе
предположения о «связывании» доменных стенок в граничном слое
зерен [2-33, 2-41]. Коэрцитивная сила сферической частицы из
SmCo5 может быть записана в соответствии с (2-1) с учетом вну-
треннего размагничивающею поля следующим образом:

и _ Ismco»Z..G_______L |f /9.3)

z,c.M — 2.1ЦД 3

или в относительных единицах при использовании ряда приближен-
ных численных параметров, входящих в (2-3):

НсМ\Т) _ 10SZ-1 — 20

'•ем (Г) - НсМ (0) 68/. °’03Z" (-М)
где Д=AL (7)/ЛЕ (0) ~ относительная намагниченность насыщения
при температуре Г.

Значения Л(Т), рассчитанные по (2-4), удовлетворительно согла-
суются с данными измерений, включая и уменьшение коэрцитивной
силы до 0 при 7’^730 К. Причина уменьшения коэрцитивном силы
до малых значений по (2-3) заключается в быстром уменьшении
с ростом температуры энергии доменных стенок в зерне SmCo5
и выравнивании ее значения с энергией доменных границ в местах
образования зародышей в поверхностном слое зерна уо, которая
с ростом температуры изменяется незначительно.

Рис. 2-15. Температурная зависимость относитель-
ных значений коэрцитивной силы монокристалличе-
ских магнитов из SmCo5. Пунктиром показана зави-
симость К\(Т) для SinCo5.

1—6 — номера образцов.

Измерения, проведенные на монокристаллических магнитах, по-
казали, что имеется корреляция между температурными зависимо-
стями относительной коэрцитивной силы магнитов и константы кри-
сталлической анизотропии, измеренной на этих магнитах [2-32, 2-38,
2-42]. Однако кривые температурной зависимости о i носи тельных
значений напряженности ноля скачка намагниченности (коэрцитив-
ной силы) монокристаллов SmCos, располагаясь вблизи кривой
A’i(T’), имеют несколько разный наклон (рис. 2-15). Измерения тем-
пературного хода коэрцитивной силы, проведенные на спеченных
магнитах, также обнаружили разницу в наклонах Л (Г) для разных
магнитов [2-32, 2-43]. Такие отклонения от некоторой универсальной
зависимости Л (Г), наблюдаемые на реальных образцах магнитов,
могут быть следствием того, что и коэрцитивная сила, и ее темпера-
турная зависимость определяются не только свойствами основного
материала SmCos, но и локальными характеристиками областей,
в которых образуются и развиваются зародыши обратных доменов

В соответствии с теориями магнитного гистерезиса
температурный ход относительной коэрцитивной силы
магнитного материала может быть различным в зависи-
мости от характера механизма его перемагничивания.
Если коэрцитивная сила ферромагнетика определяется
70
трудностью образования зародышей обратной намагни-
ченности, то температурный ход h(T) должен опреде-
ляться температурной зависимостью эффективных маг-
нитных параметров тех областей, где образуются заро-
дыши: h (D /М*^(Т) [2-44].

Если же коэрцитивная сила ферромагнетика опреде-
ляется задержкой смешения доменных границ, то
Л(Т)^И(Л/ЛП(П1". где К и — константа анизо-
тропии и намагниченность насыщения ферромагнетика,
а показатель степени п зависит от характера дефектов
структуры ферромагнетика. Например, когда препятст-
вием движению доменных границ служат плоские дефек-
ты малой толщины, межзеренные границы, антифазные
границы п т. п., л=3/2 [2-45], если смещению границы
препятствуют точечные дефекты, вблизи которых пони-
жено значение параметра обменного взаимодействия Д.
то /7=5/4 [2-46]. Систематическое исследование, прове-
денное на магнитах из SmCos, уплотненных спеканием,
показало, что изменение химического состава, темпера-
туры спекания и отжига магнитов приводит к разному
наклону кривых h(T), На основании указанных теорий
магнитного гистерезиса эти результаты дают возмож-
ность предположить, что изменение режимов изготовле-
ния и обработки магнитов вызывает изменения в их
структуре, приводящие в свою очередь к видоизменению
механизма их перемагничивания [2-47].

2-3. МЕТОДЫ ИЗГОТОВЛЕНИЯ МАГНИТОТВЕРДЫХ
МАТЕРИАЛОВ ИЗ СОЕДИНЕНИЙ R-Co

а)СПОСОБЫ ПОЛУЧЕНИЯ СОЕДИНЕНИЙ

В связи с высокой реактивной способностью редко-
земельных элементов, с одной стороны, и резкой зави-
симостью коэрцитивной силы магнитов от их состава,
с другой, наличие металлических и неметаллических
примесей в соединениях RCo5 является крайне вредным.
Особое внимание должно быть уделено снижению со-
держания кислорода в исходном порошке. После приго-
товления сплава содержание кислорода в нем лежит
в пределах от 0,01 до 0,3% в зависимости от способа
приготовления сплава if увеличивается в течение дроб-
ления слитка до содержания от 0,5 до 1,0%, что может
привести к образованию окиси самария Sm2O3 в коли-
честве от 3,5 до 7,0% соответственно [2-48].
В настоящее время наиболее известны три основ-
ных способа приготовления сплавов R-Co:

из расплава (в этом случае в качестве исходных ма-
териалов используются чистые металлы);

путем прямого восстановления из окислов металлов:
электролитическим методом с последующим сплавле-
нием соединений с Со до получения стехиометрического
состава RCo5.

Наибольшее распространение получили первые два
способа.

Для получения сплавов R-Co методом плавки приме-
нимы обычные методы и оборудование, используемые
в металлургии для производства сталей: высокочастот-
ный метод (в том числе плавка во взвешенном состоя-
нии), аргоподуговая плавка, плавка в печах сопротив-
ления.

Вследствие высокой реактивной способности редко-
земельных металлов их плавку желательно проводить
в среде инертного газа с повышенным давлением,
с предварительным вакуумированием, причем рекомен-
дуется очищать инертный газ, пропуская его через тита-
новую или циркониевую стружку. Наиболее часто упо-
требляются тигли из А120з вследствие их дешевизны, но
при этом для ограничения реактивной способности спла-
вов температуру расплава не увеличивают выше 1400°С.

Наилучшим материалом для тиглей является нитрид
бора BN, но он дефицитен. Общим недостатком керами*
ческих тиглей является их небольшая емкость (диаметр
до 170 мм, высота до 200 мм).

В индукционных печах применяются и набивные тиг-
ли из гранулированных окислов, которые обжигаются
с применением внутреннего шаблона. Срок службы этих
тиглей 8—10 плавок.

Печи сопротивления даже со вспомогательным обо-
рудованием стоят намного дешевле, чем все другие
установки для плавления. Однако ограниченные разме-
ры тиглей, большое время охлаждения печи, необходи-
мость специального перемешивания расплава снижают
их производственные возможности.

Высокочастотный метод имеет большие преимущест-
ва для получения различных сплавов РЗМ-Co. Без осо-
бых технических трудностей этим методом плавится
большое количество металла, причем расплав интенсив-
но перемешивается. Керамический тигель обычно за-
7?
дрессовывается в индуктор и обжигается. Для кристал-
лизации предусматривается водоохлаждаемый медный
разъемный кокиль. Процесс плавки соединения SmCos
проводят обычно следующим образом. Готовят шихту
сверхстсхиометрического (по Sin) состава (для компен-
сации потери Sm при плавке, равной примерно 0,5%).
В тигель загружается часть кобальта и самарий, произ-
водится откачка плавильной камеры до остаточного
давления 1(Н—КН Па, после чего камера заполняется
очищенным аргоном до давления 5-Ю4 Па. Плавление
начинается с самария, имеющего более низкую темпе-
ратуру плавления. Образуется низкотемпературная
эвтектика Sm-Co. Поэтому кобальт надо располагать
на дне тигля, а самарий — сверху, чтобы предотвратить
образование корки. После каждого частичного растворе-
ния кобальта температура расплава регулируется. Дози-
рующая камера, в которой располагается оставшийся
кобальт, должна быть сконструирована так, чтобы ко-
бальт вводился плавно, без разбрызгивания. После пол-
ного растворения кобальта в самарии расплав при тем-
пературе около 1400°С выдерживают не более 5—10 мин
и выливают в кокиль.

Для приготовления сплавов RCo5 может быть ис-
пользован также дуговой способ плавки. Он основан на
использовании водоохлаждаемых постоянных электро-
дов. В верхней части плавильной камеры размещают
электрод, который легко перемещается (поворачивается
и опускается). Наконечником электрода является стер-
жень, изготовленный из вольфрама с добавками окиси
тория ThO2 или из монокристаллического вольфрама.
Второй электрод представляет собой водоохлаждаемую
медную плиту с лунками или чашу — тигель. Дуга за-
жигается при соприкосновении электродов и имеет по
высоте и сечению размеры в несколько сантиметров.
Температура в месте соприкосновения дуги и шихты при
получении сплавов R-Co достигает 2000—3000 К. Слитки
очень быстро кристаллизуются после выключения дуги
и имеют частично ориентированную структуру [2-49].

Сплавы, полученные дуговым методом, имеют высо-
кую чистоту. Однако при этом методе плавки темпера-
тура расплава очень высока и не поддается контролю,
что приводит к испарению Sm. Кроме того, для обеспе-
чения однородности химического состава по объему
слитка его приходится переплавлять несколько раз,
иногда с дроблением слитка между переплавами. Пер-
спективным способом получении соединении R-Co яв-
ляется метод прямого восстановления окислов РЗМ
кальцием или гидридом кальция в присутствии металли-
ческого Со.

В настоящее время термическое восстановление с ис-
пользованием кальция является основным методом по-
лучения тяжелых РЗМ и иттрия. Для протекания вос-
становительной металлотермической реакции необходи-
мо, чтобы теплота образования окислов восстановителя
была меньше теплоты образования окислов получаемого
металла. При восстановлении окиси РЗМ кальцием это
различие мало и реакция протекает только при сообще-
нии реагируемым веществам определенного количества
теплоты. При разработке этого метода для получения
порошка соединения SmCo5 в качестве восстановите-
ля был использован гидрид кальция, который легко дис-
пергирует в смеси реагирующих веществ [2-49, 2-50].
Схематически уравнение процесса может быть записано
следующим образом.

Л 850/1150*0

R2O3 + 10 Со + 3 СаН2 — —2RCo5 + ЗСаО + ЗН2.

(2-5)

Реакция протекает аналогичным образом и при ис-
пользовании металлического кальция [2-51]. В процессе
реакции соединение RCOs образуется в результате диф-
фузии восстановленного Sm в металлический Со.

Практически процесс осуществляется следующим
образом: порошки Sm2O3 и Со (с размерами частиц
3—5 мкм) смешивают и укладывают вместе с кальцие-
вой фольгой слоями в корундовый контейнер, который
помещается в печь, наполненную инертным газом. Смесь
нагревается до температуры 1150°С, при которой выдер-
живается в течение времени, достаточного для протека-
ния реакции по всему объему материала.

Для удаления окиси кальция из образовавшегося пека
последний переносят в камеру с влажным азотом. При
этом окись кальция гидратируется и пек разрушается
в порошок. Затем вся масса промывается водой и раз
бавленной уксусной кислотой, порошок отфильтровыва-
ется, промывается водой и щелочью и высушивается в ва-
кууме при температуре нс более 50°С. При достаточном
количестве кальция и длительном времени диффузии вес
74
исходное количество самария и кобальта в шихте пол-
ностью переходит в порошок сплава RCo5; это означа-
ет, что состав сплава точно определяется составом ис-
ходной смеси порошков.

Количество кальция в исходной смеси должно пре-
вышать количество, необходимое по уравнению реакции,
примерно в 1,5 раза. Избыток Са требуется из-за не-
равномерного распределения компонентов перед ре-
акцией и потерь кальция за счет испарения в процессе
реакции.

Рис. 2-16. Зависимость размера ча-
стиц и магнитных свойств порошка
SmCos от температуры реакции.

7 — дна меч р частиц мкм: 2 — |1дЛ1в;

При большом избыточном содержании Са наравне
со сплавами RCo5 могут образовываться сплавы Са-Со.
Обычно в порошке RC05, полученном рассматриваемым
способом, обнаруживаются избыточный Са (в виде
примесей) и повышенное содержание кислорода. Сред-
ние размеры частиц получаемого порошка RCo5 за-
висят от температуры реакции [2-51] и размеров ча-
стиц исходного порошка Со. превышая их в 1,5—2 раза.

Если реакция происходит при низких температурах,
то размер частиц находится в пределах or 1 до 6 мкм
(рис. 2-16). При этом они образуют конгломераты, а оси
частиц ориентированы хаотически. С увеличением тем-
пературы реакции до 1100— 1 150°С происходит рост ча-
стиц до 10—30 мкм п число конгломератов уменьшается.
Зависимость размеров частиц от температуры реакции
сказывается и на магнитных свойствах порошка. На
рис. 2-16 изображены зависимости намагниченности по-
рошка и коэрцитивной силы от температуры реакции.
Когда температура реакции низка и размер частиц мал,
коэрцитивная сила порошка RCo5 имеет большую вели-
чину, но наличие конгломератов спекшихся частиц при-
водит к низким значениям намагниченности насыщения
порошка. При повышении температуры реакции с увели-
чением размера зерна и уменьшением количества конг-
ломератов частиц намагниченность порошка повышает-
ся. С целью разрушения оставшихся конгломератов
частиц порошок подвергают размолу, в результате кото-
рого намагниченность насыщения порошка дополнитель-
но возрастает; коэрцитивная сила порошка SmCo5 до-
стигает при этом 200 кА/м [2-51].

Способ получения порошка путем прямого восста-
новления окислов РЗМ получил название R-D-метода
(«reduction — diffusion» — восстановление — диффузия)
и применяется в заводских условиях в США и Японии.
Этот метод применяется также в модифицированном
виде, основанном на следующих исходных данных:
1) однородное взаимодействие Са с порошком 5гп?Оз мо-
жет быть обеспечено путем использования паров Сав ва-
кууме; 2) поддержание оптимального теплового баланса
при реакции Са с РЗМ может быть осуществлено при
добавлении в исходную смесь порошка сильно экзотер-
мической окиси Со3Ь4 или окиси другого Зй-металла.
Реакция схематически может быть представлена выра-
жением

Р2О8 4- пСо3О4 + (10 — Зп) Со + (4п Ч- 3) Са —

---1000’С вакуу 2 3) Са0 п = о.... 10 /3 .
Зч

В производстве этот процесс проводится следующим образом.
Тщательно высушенные порошки окислов Ц20з и Со304, порошок Со
с различной степенью дисперсности частиц (размером свыше 60 мкм)
и гранулы Са, взятые в требуемом весовом соотношении, хорошо
перемешиваются в механическом миксере. Смесь прессуется в таб-
летки, помещается затем в стальной контейнер, внутренняя сторона
которого покрыта слоем Са. Контейнер закрывается вакуумным за-
твором с трубкой на конце для вакуумирования внутреннего объема
контейнера. Затем контейнер помещается в печь сопротивления и
включается нагрев При температуре 400°С наблюдается выделение
газа и давление увеличивается; при температуре выше 850° начи-
нается реакция, сопровождаемая быстрым ростом температуры реа-
гирующей смеси по сравнению с температурой печи. Смесь порошков
далее прогревается в течение 2 ч при температуре 1000°С. После
охлаждения печи полученная твердая серая масса дробится и разма-
лывается. Затем порошок медленно опускают в воду, насыщенную
76
азотом, и в течение нескольких часов выдерживают в ней, подвергая
вибрации. Образовавшаяся окись СаО при этом гидратируется, и
гидроокись Са растворяется затем в разбавленной кислоте. Порошок
сплава RCo5 фильтруется несколько раз, промывается водой и вы-
сушивается в вакууме при температуре 80—100°С.

Рассмотренный метод получения соединений RCOs имеет боль-
шие преимущества по сравнению с методом выплавки этих соедине-
ний, поскольку в качестве исходного сырья в нем используются
©кислы РЗМ, стоимость которых намного ниже стоимости чистых
металлов. Процесс получения соединений RCo3 прямым восстановле-
нием окислов технически несложен и может быть использован для
производства большого числа сплавов RCo5, а также R2Cot7 [2-49].
К недостаткам этого способа относится то, что в нсм используется
в качестве восстановителя дорогостоящий металлический Са. Кроме
того, порошки RCo5, полученные этим способом, имеют высокое со-
держание кислорода, достигающее 0,5—0.7% после размола порошка
[2-51].

Для того чтобы избежать необходимости использования чистых
РЗМ, применяют также электролитический метод приготовления
сплавов R-Co Процесс заключается в следующем [2-52]. В вакуум-
ной камере размещается графитовый тигель, заполняемый электроли-
том, в состав которого входит фторид РЗМ (например, при получении
соединений Sm-Co электролит имеет состав 27% I.iF-| 73% SmFF)
В электролит опускают два графитовых стержня я стержень кобаль-
те, замкнутые на источник постоянного тока так. что графитовые
стержни служат катодом, а стержень кобальта — анодом Для под-
держания требуемой температуры к графитовым стержням дополни-
тельно подводится переменное напряжение Камера вакуумируется
и наполняется Нс. После начала электролиза периодически добав-
ляют окисел РЗМ, скорость подачи которого определяется скоростью
образования рсзкоземслыюго металла Температура в зоне катода
поддерживается выше температуры плавления эвтектики R-Co Сплав
R-Co оседает на дне тигля в' виде гранул, которые извлекаются
после охлаждения тигля в защитной атмосфере. Как правило, сплавы
получаются обогащенными РЗМ. Например, для сплавов Рг-Co сред-
нее содержание празеодима в сплаве составляет 69%. для сплавов
Sm-Co среднее содержание самария составляет 74%. Поэтому для
приготовления соединений SmCo5 или PrCos сплавы, полученные
электролизом, дополняют кобальтом методом обычной плавки.

б) ПРИГОТОВЛЕНИЕ ПОРОШКОВ R-Co

При измельчении слитков RCo5 до размеров частиц
менее 10 мкм наблюдается зависимость магнитных
свойств порошка от длительности размола: по мере
измельчения порошка значения Мг растут, достига-
ют некоторого предельного значения, а затем уменьша-
ются (рис. 2-17). При грубых режимах размола (исполь-
зование эксцентриковых вибрационных мельниц с ампли-
тудой вибрации помольной камеры 3—5 мм) значение
Нсм достигает максимума после нескольких минут раз-
мола, а затем снижается. При мягких режимах размола
(использование струйного размола или шаровых мель-
J^o “г

О Ч 8 12 16 20 ч

Рис. 2-17. Магнитные свой-
ства порошка SniCos в за-
висимости от длительности
размола.

ниц без вибрации) коэрцитивная сила порошка дости-
гает своего максимального значения лишь после не-
скольких часов размола [2-51]. Размол порошков в жид-
ких средах (спирт» бензол, толуол и т. п.), как правило,
приводит к лучшим результатам, чем сухой размол,
а именно значение Л4Г и прямоуголыюсть петли гисте-
резиса порошка имеют в первом случае более высокие
значения [2-55].

Возрастание коэрцитивной силы порошка с ростом
продолжительности измельчения связано с уменьшением
размеров частиц и соответст-
вующим сокращением числа де-
фектов в объеме получающих-
ся монокристаллических ча-
стиц. «Замол» порошка, про-
являющийся в снижении зна-
чения Нсм. при грубых режи-
мах размола может быть свя-
зан с пластической деформа-
цией частиц. Изменение плот-
ности дефектов кристалличе-
ской решетки с увеличением
продолжительности размола
порошка подтверждается рас-
ширением линий дифракции на

рентгенограммах порошков [2-53].

Рост значения Мг объясняется увеличением в по
рошке общего числа малых монокристаллических
частиц, которые после намагничивания до насыщения
остаются одподоменными, а уменьшение этого значения
при длительном дроблении порошка может указывать
на ухудшение текстуруемостн порошков вследствие воз-
никновения конгломератов частиц, а также возможного
изменения направления легкого намагничивания в по-
верхностном деформированном слое частиц. Размол при
температуре жидкого азота с целью снижения пласти-
ческой деформации частиц порошков SrnCos и РгСо5 не
устраняет, однако, явления «замола», а для порош-
ков YC05 и СеСоб лишь несколько повышает значе-
ние НсМ [2-56].

Высокие магнитные свойства порошков имеют опре-
деляющее значение при использовании для уплотнения
порошковых магнитов метода холодного прессования
порошков. Чем лучше свойства порошков перед прессо-
78
в^нием, тем больше (ВН)тих уплотненных магнитов.
При уплотнении магнитов методом спекания нет пря-
хой связи между свойствами порошка и магнитов. При
увеличении длительности измельчения исходного порош-
ка кривые для Нев и Нсм спеченных магнитов проходят
через максимум, положение которого определяется тем-
пературой спекания: увеличение температуры спекания
приводит к смещению максимумов Нсм в сторону малых
длительностей измельчения [2-57]. Уменьшение Нсм
хагнитов при увеличении продолжительности размола

Рис. 2-18. Влияние длитель-
ности измельчения на Нси
порошка (/) и спеченных
магнитов из порошка (2 и
3) соединения SmCo5 (со-
держание Sm 31,4%). Тем-
пература спекания маг-
нитов: 2 — 1120°С; 3 —
1130°С.

Рис 2-19. Объемное рас-
пределение порошков SmCo5
по коэрцитивным силам,
измеренное при комнатной
температуре.

1 — размер частиц менее
75 мкм; 2 —размер частиц ме-
нее 20 мкм.

порошка вызвано увеличением содержания кислорода,
адсорбированного поверхностью частиц, и связанным
с ним изменением состава зерен порошка в сторону обо-
гащения кобальтом. При этом длительность размола,
необходимая для получения максимальной Нсм порош-
ка, отличается от длительности размола, необходимой
Для получения максимальной НсМ магнита (рис. 2-18).

Порошок, полученный тем или иным методом размо-
ла, характеризуется некоторым распределением частиц
порошка не только по размерам, но и по значениям
HcMt причем Нсм отдельных фракций порошка может
достигать высоких значений (свыше 5000 кА/м). С уве-
79
личением длительности размола распределение по Нсм
становится более однородным, т. е. уменьшается об-
ем фракций порошка как с наиболее низкими, так и
с наиболее высокими значениями НсМ (рис. 2-19)
[2-58].

Сравнительное исследование объемного распределе-
ния по Нсм исходного порошка и магнитов после уплот-
нения холодным прессованием и спеканием показало,
что после уплотнения магнитов холодным прессованием

Таблица 2-7

Характеристики порошка Н .. для соединений, кА/м см
SmCo5 YCos CeCoj РгСо» SnijCo]T
После размола . . После химического 230 12 10 41 10
полирования . . 760 230 25 40 7

вид кривой объемного распределения магнита по НсМ
не отличается от вида объемного распределения порош-
ка по НсМ для магнита, уплотненного спеканием, кривая
объемного распределения по Нсм резко изменяется по
форме и сдвигается в сторону высоких значений Нсм
[2-39].

В процессе длительных выдержек на воздухе при
комнатной и тем более при повышенной до 100—150°С
температуре Нсм порошков SmCo5 уменьшается. Доступ
кислорода к порошку на протяжении всего технологи-
ческого процесса изготовления магнитов должен быть
ограничен сокращением продолжительности операций
с порошком, выполняемых на воздухе, и обязательным
хранением порошка в промежутках между операциями
в инертной среде.

В процессе химической обработки порошков RCo5
структура поверхностного слоя частиц порошка изменя-
ется, что приводит в ряде случаев к изменению их ко-
эрцитивной силы.

При травлении порошков RCo5 в слабых кислых тра-
вителях наблюдается возрастание значения Нсм порош-
ков. В табл. 2-7 приведены результаты химического по-
лирования некоторых порошков соединений R-Co с раз-
мером частиц 50 мкм [2-59].
Для защиты поверхности частиц порошка соедине-
ний R-Co от воздействия кислорода воздуха на эту по-
верхность может быть нанесен тонкий слой металла. При
этом повышается и значение Нсц порошков. Так, обра-
ботка порошков SmCos в кислых растворах для хими-
ческого никелирования привела к существенному увели-
чению коэрцитивной силы частиц порошка (от 800 до
1600 кА/м) [2-55].

) ТЕКСТУРОВАНИЕ ЗАГОТОВОК МАГНИТОВ

При изготовлении магнитов из анизотропных порош-
ков определяющее влияние на их параметры оказывают
не только магнитные свойства порошков, но также плот-
ность их упаковки и совершенство ориентировки осей
легкого намагничивания частиц порошка (текстура маг-
нита). Остаточная намагниченность (индукция) магнита
определяется соотношением Мг=рРМг, где р — относи-
тельная плотность порошкового магнита, равная отно-
шению его плотности d к плотности do исходного спла-
ва; p=d/do’lOO%; Р — фактор ориентировки порошка,
который может быть определен как отношение Mr/Ms
при р=100%; Мг~~ остаточная намагниченность образ-
ца, а /И» — намагниченность насыщения соединения.
Отношение MrlMs определяет степень совершенства
кристаллической текстуры лишь в том случае, если пос-
ле выключения магнитного поля все частицы остаются
намагниченными до насыщения вдоль своих осей легко-
го намагничивания. Если это условие не выполняется,
отношение Мг/Ма дает заниженную оценку степени со-
вершенства текстуры магнита Р. Текстуру можно ха-
ректеризовать также интегральной шириной кривой рас-
пределения зерен магнита по углам, определяемой рент-
генографически. Эта оценка приводит к некоторому
завышению действительной степени совершенства тексту-
ры [2-60]. Предельное значение плотности магнитной
энергии магнита зависит от остаточной индукции Мг:

w =^У=Р,Р*ЛГ,. (2-6)

Таким образом, любое отклонение факторов р и Р
от 100% заметно уменьшает плотность магнитной энер-
гии образца:

Дю=2Др+2ДР.

6—199

81
Текстура заготовки магнита зависит от напряженнос-
ти поля при текстуровании. Магнитное поле ориентирует
частицы порошка осями легкого намагничивания в на-
правлении поля. При увеличении И до 800 кА/м тексту-
ра порошка, оцениваемая значением Л1Г/Л18, резко воз-
растает (до 92—94%), после чего улучшение текстуры
с ростом Н замедляется и, начиная с Н=1200 кА/м,
текстура не изменяется. С целью снижения напряжен-

Рис. 2-20. Схемы способов уплотнения порошка SniCo5 в магнитном
поле.

а — уплотнение в матрице. PJ_//; б —уплотнение в эластичной резиновой
втулке. в -уплотнение в матрице. Р||Я; / — полюсные наконечники
электрона!нита; 2 — пуансон; 3 — матрица; 4 — порошок SniCos! 5 —опора.

6 — эластичная втулка; Р —усилие прессования; // — вектор напряженности
магнитного поля.

пости магнитного поля, необходимого для текстурова-
ния порошка, применяют предварительное намагничи-
вание порошка (в поле напряженностью 240 кА/м). При
этом текстурование заготовок магнитов проводят при
//—400^-550 кА/м.

Текстура заготовки магнита зависит также от того
в каком направлении относительно направления маг-
нитного поля приложено усилие прессования при тексту-
ровании магнита; при усилии прессования, направлен-
ном вдоль поля (рис. 2-20,в), текстура магнитов получа-
ется наименее совершенной (порядка 90—92%), в то
время как при усилии прессования, направленном пер-
пендикулярно направлению поля (рис. 2-20,а), получа-
ются наилучшие значения степени текстуры магнитов,
достигающие 97—98% [2-61].

Применяется, кроме того, изостатическое обжатие
порошка при текстуровании (рис. 2-20,6)

г) УПЛОТНЕНИЕ ЗАГОТОВОК МАГНИТОВ

Первые попытки изготовления магнитов с высокой
относительной плотностью из порошков RCos были сде-
ланы с применением различных биндеров [2-59]. При
82
этом произведение 1 /2(ВН)71гпх образцов не превышало
40 кДж/м3 при относительной плотности их 60—70%.

Для увеличения плотности прессованных образцов
была разработана технология гидростатического прес-
сования порошка без биндера [2-63]. Порошок SmCo5
'подвергался обработке в ванне для химического нике-
лирования, текстурованию и предварительному прессо-
ванию в магнитном поле напряженностью 240 кА/м. По-
рученная заготовка подвергалась всестороннему гидро-
статическому сжатию давлением 20 кбар, а затем гид-
ростатическому обжатию давлением 20 кбар с одновре-
менным приложением одноосного напряжения сжатия
до 35 кбар. Относительная плотность образца после та-
кой обработки возрастала до 95—97% [2-64]. Исполь-
зование метода холодного прессования позволило на
образцах магнитов из порошков SmCos и SniosPro.sCos
получить значения 112(ВН)таХ, равные 90 кДж/м3 и
100 кДж/м2 соответственно [2-65]. Магниты с высоким
значением энергетического произведения могут быть по-
лучены также при уплотнении высокими динамическими
давлениями, развиваемыми при воздействии ударных
волн в результате детонации взрывчатых веществ.
Уплотнение взрывом позволяет получать магниты с
более высокой плотностью (до 99%) по сравнению
с магнитами, уплотненными статическим давлением
[2-66].

Процесс спекания в качестве метода уплотнения маг-
нитов из порошка RC05 был применен впервые в [2-67].
При изучении условий спекания магнитов из порошка
SmCo5 было показано, что спекание спрессованных бри-
I кетов из порошка стехиометрического состава (66%Со —
34% Sm) приводит к увеличению плотности образцов от
исходной величины 70 до 85—98%, однако вызывает па-
I дение НсУГ порошка до 20 кА/м при исходном значении
Ясм=550 кА/м (спекание проводилось в атмосфере очи-
щенного гелия при температуре 1150—1230°С в течение
' 1—24 ч). Если же к исходному порошку добавить мик-
родиспергировапный порошок вещества, поглощающего
кислород, то удается не только сохранить при спекании
брикетов высокий уровень ЯгЛГ, но и значительно его
повысить. Максимальное значение Н(УГ (2600 кА) было
получено при добавке гидрида Sm в количестве 5%
(спекание при температуре 1080° в течение 10 мин)
[2-68].
В [2-69] был предложен метод уплотнения порошка
SmCos, названный методом жидкофазного спекания.
Для осуществления этого процесса к исходному порош-
ку SmCos добавляется порошок сплава, имеющего при
температуре спекания 1120°С жидкую фазу, а именно
сплава, содержащего 60% Sm и 40% Со, т. е. обогащен-
ного Sm по сравнению со стехиометрическим составом
SmCos. Порошком этой «жидкофазной добавки* допол-
няют порошок SmCo5 в таком количестве, чтобы смесь
порошков имела общее содержание Sm37,4%.

Последующими исследованиями режимов спекания
магнитов из порошка SmCo5 было показано, что нет не-
обходимости в приготовлении исходного порошка из
смеси порошков однофазного сплава SmCo5 и жидко-
фазной добавки состава 40%Co+60%Sm. В [2-70] ис-
пользовался порошок лишь одного сплава Sm-Co с со-
держанием Sm до 37,2%. Сплав состоял из двух фаз:
SmgCo? и SmCo5 (40 и 60% соответственно). В качестве
добавки к порошку SmCo5 применялся также порошок
однофазного сплава Sm3Co [2-71] или порошок сплава
состава 27%Co+73%Sm [2-72]. Таким образом, было
показано, что исходный состав порошка сплава Sm-Co
для магнитов, уплотняемых спеканием, можно получать
смешиванием порошков любых сплавов Sm-Co, по в та-
кой пропорции, чтобы суммарное содержание Sm в ре-
зультирующей смеси порошков составляло величину,
близкую к 37%.

Назначение избытка Sm в исходном порошке для по-
лучения магнитов состоит в связывании кислорода с об-
разованием окисла Sm2O3. Поддержание гиперстехиомет-
рического состава (по самарию) предотвращает появле-
ние в структуре магнита в процессе спекания и отжига
областей, обогащенных кобальтом, присутствие которых
приводит к резкому снижению коэрцитивной силы маг-
нитов. Зависимость коэрцитивной силы от состава маг-
нитов можно свести к некоторой универсальной зависи-
мости от содержания кобальта в металлической фазе
(рис. 2-21). Из рисунка видно, что максимальная коэр-
цитивная сила при прочих равных условиях достигается
на магнитах, у которых металлическая фаза содержит
около 34,3%Sm и 65,7%Со. На диаграмме состояния
системы Sm-Co этот состав соответствует двухфазной
области SmCo5-Sm2Co7 и находится в непосредственной
близости к границе гомогенности фазы SmCo5. Величина
(рястанты анизотропии Kt соединений Sm-Co принимает
^большие значения, если состав соответствует стехио-
Крическому составу SmCo5. Этим можно объяснить
[^ксимум коэрцитивной силы магнитов при содержании
gm, равном 34,5%. Резкое падение коэрцитивной силы
при увеличении содержания кобальта в металлической
фазе может быть связано как с уменьшением величины
основной фазы SmCo5, так и с увеличением вероят-
ности появления областей, обогащенных кобальтом.

Рис. 2-21. Зависимость
Нк и Ясм, отн. ед., спе-
ченных магнитов из
SmCoB и Smo.6Pro.5C05
от содержания кобальта.

Рис. 2-22. Зависимость на-
магниченности спеченных
магнитов из SmCo5 от со-
держания кобальта.

Намагниченность магнита зависит от химического
состава металлической фазы Sm-Co, а также от коли-
чества окисла ЗгпгОз в объеме магнита. Зависимость ве-
личины Ms от химического состава металлической фазы
Изображена на рис. 2-22. Если состав соединения соот-
ветствует двухфазной области SmCo5-Sm2Co7, то значе-
ния намагниченности резко уменьшаются по сравнению
с однофазным составом SmCo5. Это связано не только
с тем, что растет содержание Sm в материале магнита,
но и с тем, что магнитный момент атома кобальта в фа-
зе Sm2Co7 меньше, чем в фазе SmCos, что и приводит
к резкому спаду значений Ms при увеличении содержа-
ния самария. При увеличении содержания кобальта рост
значений М3 замедляется и при переходе к составу, со-
ответствующему двухфазной области SmCos-SmsCon,
возрастание Ма незначительно, что также объясняется
снижением атомного момента атома кобальта в соединен
нии SnhCon по сравнению с соединением SmCo5 [2-73],
Составу порошка, при котором получается макси-
мальное значение коэрцитивной силы, соответствует ц
наивысшая достижимая плотность (рис. 2-23), а также
наибольшая скорость уплотнения прессованных магни-
тов в процессе спекания. Большая скорость уплотнения

Рис. 2-23. Зависимость плотности
спеченных магнитов из соедине-
ний SrrCo5 (2) и Smo.5Pro.5C03
(/) от содержания кобальта.

Рис. 2-24. Зависимость плот-
ности магнитов из SmCo5 (/)
и Smo.5Pro.5C05 (2) от темпе-
ратуры спекания. Содержание
РЗМ 37%.

магнитов с содержанием Sm в металлической фазе 34,2%
связана с существованием области гомогенности соеди-
нения SmCo5. В суперстехиометричсской области (со-
держание Sm>33,7%) гомогенность соединения устанав-
ливается путем возникновения вакансий кобальта, нали-
чие которых способствует увеличению коэффициентов
диффузии, обусловливающей уплотнение. Наибольшее
число таких вакансий образуется при составе сплава,
соответствующем границе области гомогенности, где и
наблюдается самая высокая скорость уплотнения. По-
скольку область гомогенности SmCoj расширяется с по-
вышением температуры спекания, то оптимальный сос-
тав сплава также должен изменяться при изменении
температуры спекания.

Наряду с таким фактором, как состав исходной сме-
си порошков, определяющее влияние на процесс уплот-
нения магнитов оказывает температура спекания. Зави-
симость плотности магнитов ог температуры спекания
86
Рис. 2-25. Зависимость ко-
эрцитивной силы Нсм маг-
нитов из SmCos, измерен-
ной при комнатной темпе-
ратуре, от температуры от-
жига.

/ — охлаждение от температу-
ры спекания до температуры
отжига: 2—нагрев до темпе-
ратуры отжига от комнатной
температуры.

изображена на рис. 2-24 (длительность спекания 1 ч).
Видно, что относительная плотность выше 90% дости-
гается при температурах, больших И00°С. С повышени-
ем температуры спекания скорость уплотнения резко
Возрастает, гак что спекание при температуре 1140°С
дишь в течение 5 мин приводит к предельному значению
Ьдотности (100%). Удельная намагниченность магнитов
#8 (измеренная в поле напряженностью 800 кА/м) так-
тке начинает возрастать при
повышении температуры спе-
кания. Такое возрастание обу-
словлено улучшением степени
•текстуры, связанным с тем,
что при повышении темпера-
угуры спекания растет средний
размер зерна: происходит по-
глощение крупными зернами
мелких частиц, которые хуже
ориентируются при текстуро-
вании порошка в магнитном
поле из-за меньшего отноше-
ния их объема к поверхности.
Таким образом, для получе-
ния максимальных значений
плотности и намагниченности
магнитов необходимо повы-
шать температуру спекания.
Однако коэрцитивная сила
магнитов при повышении тем-
пературы их спекания выше
1100°С резко снижается. По-
этому температура спекания

магнитов выбирается в соответствии с требованиями
к свойствам магнитов. При этом высокие значения таких
характеристик, как Als и Мг, достигаются при режимах
спекания, приводящих к заниженным значениям 7/см
и Hh.

Значение НсМ и Н}1 спеченных магнитов может быть
резко увеличено термообработкой после спекания. Наи-
более эффективной с точки зрения повышения значения
Нем магнитов является обработка, заключающаяся
в медленном охлаждении их (со скоростью 1 —
3 град/мни) от температуры спекания до температуры
в интервале 850 -925°С, отжиге при этой температуре
и затем быстром охлаждении до комнатной температуры
(рис. 2-25). Магниты, охлажденные после спекания до
комнатной температуры и лишь затем подвергнутые от-
жигу, обнаруживают значения НсМ, намного меньшие,
чем при указанном оптимальном режиме термообработ-
ки (рис. 2-25, кривая 2). При этом как максимальные,
так и минимальные значения Нсм после указанных двух

Рис. 2-26. Зависимость величины Я* от
содержания Sm при разной температу-
ре отжига магнитов из SmCo5, охлаж
денных от температуры спекания до
указанной температуры отжига. |

методов отжига соответствуют разным значениям темпе-
ратуры отжига (рис. 2-25). Кривые //сМ(ТОтж) не дают,
однако, правильного представления о такой важнейшей
характеристике магнитов, как прямоугольность кривой
размагничивания.

Максимальная прямоугольность петли гистерезиса
магнитов достигается в результате отжига при темпе-
ратуре 850°С. Скорость медленного охлаждения магни-
тов от температуры спекания до температуры отжига
может изменяться в несколько раз без заметного влия-
ния на результирующие значения Нк и Нсм, например
в пределах 0,4—3,0°С/мин. Однако скорость понижения
температуры до комнатной после отжига сильно влияет
на значение Нк и /7см- эта скорость должна быть доста-
точно велика, чтобы избежать резкого падения значе-
ния Нем в температурном интервале 600—750°С, но в то
88
же время не настолько большой, чтобы вызвать механи-
ческое разрушение магнитов [2-77]. Хорошие результа-
ты дает охлаждение магнитов в струе аргона, имеющего
температуру, равную комнатной [2-75]. Увеличение дли-
тельности отжига (например, до 15 ч) приводит к неко-
торому возрастанию значения /Л и прямоугольности
кривой размагничивания. Эффективность указанной тер-

Рис. 2-27. Линии одинаковых значении Яглг образ-
цов магнитов в зависимости от состава магнитов и
температуры отжига (цифры у линий показывают
соответствующие значения НсМ в килоамперах на
метр, заштрихованная область — область гомогенно-
сти соединения).

Температура спекания магнитов- а — 1100°С; б— Н20*С; в—
1140сС.

мообрабогки магнитов зависит от их состава. Она осо-
бенно велика в узком интервале значений содержания
самария в магнитах 34,0—34,5% (за вычетом количества
самария, связываемого адсорбированным кислородом),
соответствующем границе фаз SmCo5-Sm2Co7 на фазовой
Диаграмме системы Sm-Co при температуре термообра-
ботки [2-78]. Наиболее высокие значения как Нп, так
и Нсм достигаются только для магнитов с составом, со-
ответствующим указанному интервалу содержанию са-
мэрия (рис. 2-26) [2-75, 2-79]. При этом чем выше тем-
пература спекания магнитов, тем более узок допустимый
интервал составов магнитов и температур отжищ
(рис. 2-27). Один из вариантов оптимальной технологии
обработки магнитов включает следующие этапы: спека-
ние при 1125°С — 2 ч; пагрев до 1100°С — 1 ч; охлажде-
ние до 875° со скоростью 3°С/мин; отжиг при 875°С —
16 ч; быстрое охлаждение до комнатной температуры
в струе аргона. Использование для изготовления маг-
нитов сплава Smo.sPro^Cos позволяет получить магниты
с более высокими магнитными характеристиками, чем
при применении сплава SmCo5[Hr=l,l Тл,
~800 кА/м; 7г(В//)10 кДж/м3]. Оптимальные
режимы изготовления магнитов из сплава Srno^Pro^COj
и состав сплава-добавки практически не отличаются от
режимов изготовления магнитов из SmCos [2-81, 2-82]
(см. рис. 2-21—2-24). Согласно ГОСТ 21559-76 «Мате-
риалы магпитотвердые спеченные (марки, технические
требования, методы контроля)» введены следующие
обозначения сплавов РЗМ-Co: КС37, КС37А, КСП37,
КСП37Л (обозначения букв: К — кобальт; С — самарий,
П — празеодим; Л — улучшенная текстура; цифры соот-
ветствуют среднему содержанию самария или среднему
суммарному содержанию самария и празеодима).

2-4. ИЗМЕНЕНИЯ В СТРУКТУРЕ МАГНИТОВ ПРИ СПЕКАНИИ
а) КИНЕТИКА УПЛОТНЕНИЯ МАГНИТОВ

Как показали исследования кинетики спекания твер-
дых порошков, общая зависимость наблюдаемой относи-
тельной усадки брикета ^LjLa от длительности спека-
ния t может быть выражена следующим соотношением:

(2-7)

где k зависит от свойств порошка и температуры, т -
от механизма спекания: /и=0,5, если уплотнение проис-
ходит за счет механизма объемной диффузии, и т—0.33.
если уплотнение вызывается диффузией вдоль границ
зерен [2-83].

Значение т определяется обычно по наклону кривых
lg^£=/(]g t), измеренных для брикетов, спекаемых

при постоянной температуре. Пример таких изотерм
90
уплотнения для порошковых магнитов из SmCo5 показан
ПИ рис. 2-28.

| Процесс уплотнения брикетов, изготовленных как из
смесей порошков с легкоплавкой добавкой, так и без
Яследней, происходит в основном в результате диффу-
ЗЖИ в твердой фазе, причем на завершающей стадии
форость уплотнения определяется диффузией вдоль
Ааниц зерна (/и=0,33) [2-83, 2-90]. Начальный этап

Рис. 2-28. Зависимость относительного уплот-
нения магнитов из SmCo5 от длительности спе-
кания. (У кривых указана температура спека-
ния магнитов).
т
Г

Йекапия характеризуется большой скоростью уплотне-
Bih (;п=0,5), т. е. происходит уплотнение с участием
Механизма объемной диффузии [2-84]. Процесс объем-
Вой диффузии обусловлен, очевидно, большой плот-
ностью дефектов в частицах порошка после размола.

I Практически одинаковая кинетика уплотнения маг-
нитов из смеси (БтСоу-г-легкоплавкая добавка) и из
Ворошков одного состава (37%Sm-)-63%Co) свидетель-
ствует о том, что термин «жидкофазное спекание», при-
меняемый при использовании легкоплавкой добавки, не
соответствует процессу, в действительности имеющему
Место при' спекании магнитов из порошка SmCo,5. Из-
быток самария в легкоплавкой фазе за короткое время
Соединяется с кислородом и спекаемый брикет в основ-
ном состоит из фазы SmCo5 и окиси Sm2Os [2-84].
6) СТРУКТУРНЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ В МАТЕРИАЛЕ МАГНИТОВ

Структурные превращения, протекающие при снека,
нии порошков R-Co и при последующих температурных
воздействиях на магниты, явились объектом многочис-
ленных исследований. Этот интерес связан с необходц,
мостью уяснения природы указанных превращений как

Рис. 2-29. Зависимость НсМ об-
разцов из прессованного порош-
ка SmCos (/, 2) и порошка РгСо5
(5, 4) от температуры отжига.

/, 3 — первый нагрев образца; 2, 4—
повторный нагрев образца после от-
жига при TOTH. = [0S0°C.

Нсм', при последующем
быстро увеличивается.

для уточнения теории ко-
эрцитивной силы магни-
тов, так и для отработки
оптимального технологи-
ческого процесса.

Коэрцитивная сила
гчоо образцов из спрессован-
ного порошка SmCos, из-
меренная при комнатной
температуре после отжи-
woo га без доступа кислорода
воздуха при последова-
тельно повышаемой тем-
пературе изменяется, как
800 показано на рис. 2-29.
В результате отжига при
температуре 1080°С значе-
ние НсМ образцов превы-
шает 2400 кА/м. После
вторичных отжигов об-
разца с максимальным
значением Нсдг характер
зависимости НсМ (Тотж)
сохраняется (рис. 2-29,
кривая 2). Отжиг образ-
цов при температуре
вблизи 750°С приводит
к резкому снижению

возрастании ТОтж

Возрастание Нсм

Нсм снова
в резуль-

тате отжига при температуре 1080°С можно было
бы связать с восстановлением совершенной кристал-
лической структуры частиц порошка, деформированных
при размоле. Однако такое предположение не объясняет
обратимость изменения Н,м — при повторном отжиге
вблизи температуры 750°С значение Нсм снова падает.
Из диаграммы состояния соединений Sm-Co (см.
рис. 2-1) следует, что в сплаве SmCo5 могут иметь место

92
структурные превращения в температурной области
700—800°С. Одно из них — эвтектоидный распад соеди-
нения SmCoj на фазы Sm2Co7 и SnhCon, протекающий
.вследствие того, что это соединение (как и другие сое-
динения типа RCo5) метастабильно при температуре
ниже некоторого определенного ее значения. Другое
превращение может происходить при обогащении сплава
*Со по сравнению со стехиометрическим составом и свя-
зано с сужением области гомогенности соединения
SmCoo при понижении температуры. При этом наблюда-
ется выпадение фазы Sn^Con при температуре ниже
800°С и растворение ее при высокой температуре.

На возможность эвтектоидного распада соединения SmCo5 при
Жтжигах впервые было указано в [2-7, 2-88, 2-89]; в сплаве, содер-
жащем в исходном состоянии фазы SmCos и Sm2Co7 (общее коли-
чество самария 36%), после отжига при 700°С было установлено
присутствие выделений фазы Sm2Coi7, а также наличие некоторой
^идентифицированной фазы в исходных зернах SmCo5, имеющей
вид тонких параллельных пластинок. С помощью трансмиссионных
электронно-микроскопических исследований соединений типа SmCo5
с переменным составом было показано, что SmCo5 распадается на
Sm2Coi7 и фазу с разунорядоченной структурой. Превращение про-
текает чрезвычайно медленно и после десятидневного отжига при
температуре 750°С завершается лишь частично. При этом выделения
фазы Sm2Coi7 образуются обычным механизмом зародышеобразова-
ния и роста, в то время как неидентифицированная фаза возникает
из матрицы SmCos путем образования кристаллографических пло-
скостей сдвига [2-90].

Рентгенографические исследования образцов сплава SmCo5,
‘отожженных при температуре 750эС в течение нескольких недель,
Позволили зафиксировать начало распада, однако подтверждения
^Врисутствия фазы SmCo? получить не удалось. Кроме того, фунда-
ментальные параметры соединения, чувствительные к фазовым пре-
вращениям — насыщение и поле анизотропии, при указанных отжи-
гах не изменяются [2-89].

Исследования, проведенные методом рентгеновской спектроско-
пии, показали, что в результате непродолжительного отжига при
770° как литого, так и спеченного сплава SmCo5 наблюдается такое
уширение полосы поглощения самария по сравнению с образцами
После отжига при 1050°С, которое можно объяснить процессом вы-
деления фазы Sm2Coi7 и соответствующим обеднением твердого
раствора кобальтом [2-79]. Этот процесс, однако, можно рассматри-
вать также как начальную стадию эвтектоидного превращения, ко-
торое происходит медленно, так как температура его невысока, и
Поэтому образование фазы Sm2Co7 имеет место на более поздних
его стадиях. Температура и скорость протекания превращения могут
значительно различаться в случаях литого материала и конгломерата
Мелких частиц, так как распад начинается в основном у границ зс-
КШ, где больше число центров выпадения фазы Sm2Coi7 [2-89, 2-92].
оэтому скорость распада в порошке выше, чем в слитке сплава.
I Поскольку спеченные магниты состоят из зерен разных размеров, это
обстоятельство может влиять на положение и форму минимума
зависимости коэрцитивной силы магнитов от температуры отжига
Опыт показывает, что минимум кривой /Ли(Готш) для спеченных
магииюв сдвинут в сторону более низких температур, чем для по-
рошка SmCos, причем сдвиг зависит от состава магнитов (рис. 2-30)
[2-75, 2-93].

Следует подчеркнуть, что отжиги в экспериментах по исследова-
нию изменений структуры сплавов RCo5 проводятся при соблюдении

мер по предотвращению как окисления поверхности сплава, так и
испарения РЗМ (например, в запаянных капсулах, заполненных очи-

Рис. 2-30. Коэрцитивная сила
Яс31 в функции температуры
отжига.

I — порошок SmCos: 2 — магниты
SrnCoj.

щенными инертными газами
Однако адсорбция кислорода со-
единениями R-Co может иметь
место даже в вакууме при дав-
лении остаточных газов ниже
0,1 Па, так что для сохранения
чистой поверхности порошка не-
обходимо обеспечивать условия,
при которых давление остаточных
газов в камере, где находится по-
рошок. не превышало бы 10~6 Па
Г2-36]. Испарение Sm и окисле-
ние поверхности порошка идут
тем интенсивнее, чем больше его
дисперсность и чем выше содер-
жание РЗМ в нем. Поэтому при
изготовлении заготовок магнитов
из смеси порошков соединений
Sm-Co неизбежно имеют место

как испарение Sm, так и избирательное окисление кислородом оста-
точных газов (при обработке в вакууме), окислительными приме-
сями инертных газов и кислородом, адсорбированным на сильно
развитой поверхности порошка.

Кислород, адсорбированный поверхностью порошка R-Co в про-
цессе размола, хранения и предварительного уплотнения, может ока-
зывать большое влияние па превращения, протекающие в материале
магнитов при их спекании и отжиге. В процессе отжига магнитов
при температуре более низкой, чем температура спекания, кислород,
растворенный в зернах порошка при спекании, может выделяться
(вследствие соответствующего понижения его растворимости) и диф-
фундировать к границам зерен, образуя п этой области частицы
окисла Sm2Os [2-94]. Это должно приводить к обеднению Sm при-
поверхностного слоя зерен и появлению областей, обогащенных ко-
бальтом в этом слое. В том случае, когда в структуре магнитов
имеются такие области, отжиг при температуре 900 С может приво-
дить к уменьшению их количества и соответствующему увеличению
Нсм магнитов. Это показано, например, в [2-95] с помощью термо-
магнитного анализа образцов магнитов из SmCo5 после спекания и
после отжига при 900сС (рис. 2-31). И в том, и в другом случае
обнаружено присутствие фаз SmCo5, Sm2Con и Со, но содержание
двух последних фаз после отжига уменьшилось. Необходимым усло-
вием такого результата является наличие в сплаве Sm в количестве,
достаточном для превращения фазы Sm2Col7 в фазу SmCo5.

С целью определения фазовой структуры магнитов,
соответствующей их оптимальным магнитным свойст-
94
; Рис. 2-31. Температур-
' ная зависимость намаг-
I ниченности насыщения
магнита из SmCo5.

/ — Мв(Г) при нагреве маг-
нита; 2 —Afe(T) при охлаж-
( дении после отжига при
Г-1173 К (900°С).

вам, на серии магнитов с

JJ,7 33,83<f,1 36 %

Рис. 2-32. Зависимость пара-
метров решетки и плотности
магнитов из соединений типа
SmCo5 от содержания Sm (со-
держание Sm указано с уче-
том поправки на окисление).

постепенным изменением со-

става, изготовленных по стандартному режиму (спека-
вие при 7'=1120°С в течение 1 ч в аргоне, медленное
Охлаждение до Т=900°С, быстрое охлаждение до ком-
риале магнитов ниже 33,9% параметры кристаллу
ческой решетки закономерно изменяются, что означа-
ет начало широкой однофазной области гомоген-
ности SmCo5. При возрастании количества Sm свыше
33,9% постоянные кристаллической решетки сплава пе
изменяются по величине, что свидетельствует о наличии
двухфазной области SmCo5+Sm2Co7. Рентгенографиче-
ски наличие фазы Sm2Co7 удается подтвердить при со-
держании Sm в магните не ниже 34.3%, металлографи-
ческий анализ позволяет установить присутствие фазы
Sm2Co7 при более низком содержании самария в магни-
те— 33.7%. Максимальные значения плотности магнит-
ной энергии и коэрцитивной силы достигаются па маг-
нитах с составом, соответствующим двухфазной области
SmCos-LSn^Co? вблизи ее границы с областью гомоген-
ности SmCo5. Магниты с составом, соответствующим од-
нофазной области SmCo5, а также образцы, содержащие
больше нескольких объемных процентов фазы Sm2Co-,
характеризуются относительно невысокой плотностью
и более низкими магнитными параметрами, чем образцы
с оптимальным составом (рис. 2-33).

2-5. МНОГОКОМПОНЕНТНЫЕ СОЕДИНЕНИЯ R-(Co, Си, Fe)

а) СОСТАВ

Если в соединении РСо5 Со частично замещен медью,
сплав уже после выплавки имеет высокие значения
которые удается дополнительно повысить в процессе
последующего отжига. Так, при исследовании соедине-
ний типа SmCor_xCuT было показано, что в области со-
ставов, соответствующих значениям 1,5<^х<^2, НгУ[ ли-
того сплава может превышать 800 кА/м, возрастая до
2300 кА/м после низкотемпературного отжига. Это наи-
большее значение Нсм из когда-либо достигавшихся на
монолитных образцах с намагниченностью насыщения
свыше 0,6 Тл при комнатной температуре.

На рис. 2-34 приведена зависимость коэрцитивной
силы и намагниченности насыщения сплавов систем
Sm-Co-Cu и Се-Со-Си от состава в состоянии после вы-
плавки с последующим быстрым охлаждением и после
отжига при 400°С в течение 4 ч [2-96]. Наилучшими
свойствами обладают сплавы с составом в диапазоне
SmCo3Cu2-SmCo2Cu3 и CeCo4Cu-CeCo3Cu2. В целях уве-
личения намагниченности насыщения в сплав вводится
96

железо в таком количестве, чтобы характер кристалли-
ческой структуры сплава при этом не изменился.

V Наибольшее значение Ч2(ВН)тах (55 кДж/м3) полу-
чено па сплаве Sm0,75Ceo,25Co3,3Feo,5Cui,2. При изменении
содержания железа в сплавах SmCo3,5-xFcxCui,5 НсМ

"cil

)

ко

0,4

800

0,5

1600

кА/м

640

зги

Гл [аЛ

0,8

Рис. 2-34. Зависимость коэрцитивной силы и намагниченности насы-
щения сплавов SmCo5-xCuT (а) и CeCo5_rCux (б) от содержания
'меди х (значения Нем измерены на монолитных образцах с ча-
стично ориентированной структурой; и.;Л4, — на
тированных порошков сплавов).

/—ц:А1в; 2— сплавов после выплавки и быстрого
сплавов после отжит по режиму 400гС в течение 4 ч.

образцах из ориен-

охлаждения: 3 — ЯсД1

возрастает до максимального значения

возрастает до максимального значения при х=0.6; на-
магниченность насыщения сплава имеет наибольшее
значение при х=0,3 [2-97]. На магнитах из сплава
Sm2(CoCu)j7 (после отжига при 1150°С в вакууме в те-

Таблица 2-8

— 1 Г1лотностъ,1 В , Тл Н'В- я ... сЛ! 1/2(ВЯ).п-2Гг
Химически ft состав соепннсж я к. /м> кА/м кЛ/М кДж/м’
SmCo3trJ?eo.i^ui,M 8540 0.G 0,9 320 240 480 320 36 40
Sm2 (Со(.-5Cu0t2s)j7 Sm0i7SCe.,t2 5^<->.3^e«’»^ui .2 CeCo38Cuv - 0.5 PtCo 8470 8300 8370 11 0С0 0,7 0,6 0,4 0,6 460 420 300 350 490 540 830 400 49 ! 39 17 37

чеппе 1.5 ч) также достигаются высокие магнитные
свойства, причем .механическая прочность этих магнитов
значительно больше, чем у магнитов из сплавов

Sm(CoCu)5.

7—199
Свойства лучших образцов магнитов из многокомпо-
нентных сплавов приведены в табл. 2-8 (для сравнения
в этой же таблице даны свойства сплава Pt-Co).

б) СТРУКТУРА Н МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА

Сплавы R(Co, Cu)5 имеют гексагональную кристал-
лическую решетку. В структуре сплавов с самарием
5тСо5_ЛСиж после их выплавки выявляются области,
обогащенные Со, и области, обогащенные Си, при этом
Sm распределен однородно по сечению образцов [2-98].
После отжига в течение 160 ч при температуре выше
800°С в сплаве обнаруживается большое количество
фазы типа Th2Zni7 с ромбоэдрической структурой наря-
ду с фазой типа СаСи5 с гексагональной структурой.
Последняя фаза после отжига при температуре 950°С
в течение 160 ч также снова распадается на фазы ука-
занного типа.

Количество фазы типа Sm2Coi7 в сплавах SmCos-xCux
увеличивается с ростом температуры отжига и уменьше- ।
иием содержания Си.

Сплавы с церием системы СеСо^_х(Си, Fe)x также
обнаруживают эффект дисперсионного твердения. Изу-
чение структуры сплава CeCo3>5Feo,5Cu показывает, что
после выплавки при температуре 1120°С (температура
плавления 1100°С) образцы сплава двухфазны: в матри-
це размещены игольчатые выделения второй фазы, обо-
гащенной Со и Fc и обедненной Си. После отжига при
температуре 1000°С и старения при 400°С наблюдаются
мелкодисперсные выделения фазы Се2Соп по границам
зерен. Старение при 400°С вызывает укрупнение частиц
второй фазы и рост НсМ- Продолжение старения приво-
дит к дальнейшему укрупнению частиц выделений и
последующему уменьшению НсМ [2-99].

Сплавы R(Co, Fe, Cu)5 при комнатной температуре
являются магнитно-одноосными, при этом направление
легкого намагничивания совпадает с гексагональной
осью кристаллической решетки. Константа одноосной
анизотропии этих соединений несколько меньше, чем
для соответствующих сплавов RCo5. В системе сплавов
SmCo5-xCux в состоянии после отливки константа и по-
ле анизотропии почти не изменяются при изменении Л’
от 0 до 2,5; при х>2.5 К] и Нл уменьшаются. В резуль-
тате отжига (1100°С. 3 ч, скорость охлаждения ГС/мин)
поле анизотропии Нп и константа К] несколько возрас-
тают в сравнении с образцами после отливки (рис. 2-35)
98
tlpn изменении в сплавах SmCo3,5-xFexCui,5 содержа-
ли Fe значения К\ и На незначительно возрастают
1 области 0^х-<0,3 и постепенно уменьшаются при

Как отмечалось ранее, сплавы R(Co, Си, Fe)5 в со-
тоянии, соответствующем наиболее высоким значениям
1см, имеют двухфазную структуру: в матрице с боль-

fl А/ 7,А 1,5 2,0 2,5 3,0 X

Рис 2-35. Зависимость напряженности поля анизотропии (/) и кон-
станты анизотропии (2) сплавов системы SmCos-xCux от содержа-

ния меди х.

шой плотностью распределены частицы второй фазы
типа R2C017. Оптимальный с точки зрения высоких зна-
чений Нем режим термообработки приводит к некоторым
оптимальным размерам частиц второй фазы. Так, в спла-
ве Се (Со, Си, Fe)5 с максимальным значением коэрци-
тивной силы частицы второй фазы имеют размер порядка
*10 нм (100 А).

Намагниченность термически размагниченного крис-
талла Се (Со, Си, Fe)5, измеренная в направлении легко-
I го намагничивания, в полях с напряженностью, меньшей
НсМ сплава, возрастает очень медленно и обратимо
(участок / па кривой рис. 2-36), а при значении
резко возрастает до значения, близкого к намагничен-
ное ги насыщения (участок I! на кривой рис. 2-36). Так
как в исходном, размагниченном, состоянии сплав имеет
многодоменную магнитную структуру, ход кривой на-
магничивания дает основание предполагать, что в полях,
с напряженностью, меньшей доменные границы
закреплены в объеме зерен, а при Н=Нсм они высво-
бождаются и намагничивание происходит путем беспре-
пятственного смещения доменных границ.

7* 99
Мелкодисперсная фаза изоморфна фазе R2Con и име-

ет константу анизотропии, меныпую, чем матрица, изо-
морфная фазе RCo5. В связи с этим при прохождении
доменной границы через частицы фазы R2Con ее энергия
понижается — возникает эффект связывания границы.
Это находит непосредственное экспериментальное под-
тверждение при совмещении электронных микрофото! ра-
фий сплава с изображением
доменной структуры и
снимков того же участка

Рис. 2-36. Кривая намагничи-
вания термически размагни-
ченного монокристалла соста-
ва С03 5Fe0.5CuCe1.03.

сплава с укрупненными пос-
ле старения выделениями
фазы R2C017.

Нерегулярности в поло-
жении доменных границ
коррелируют с присутствием
частиц второй фазы, а из.
июы доменных границ со-
впадают со скоплениями
этих частиц 12-99]. Таким
образом, процесс перемаг-
ничивания рассматриваемых
сплавов представляет собой

смещение доменных границ, которому препятствуют ча-
стицы второй фазы.

В сплавах системы Sm-Co-Cu наблюдается значи-
тельное последействие (па тех участках петли гистере
зиса, которые соответствуют необратимьш процессам
перемагничивания). Причиной последействия является
термически активированное сползание неустойчивых до-
менных стенок через скопления частиц фазы, обобщен-
ной медью, которые действуют как места закрепления
доменных стенок [2-100].

в) МЕТОДЫ ИЗГОТОВЛЕНИЯ

Сплавы Co-Cu-R и Co-Cu-Fe-R выплавляют в элек
тродуговой или в индукционной печи с нейтральной сре-
дой (аргон, гелий) или в вакуумной печи сопротивления
с графитовым нагревателем. Для изготовления сплавов
используются исходные металлы высокой чистоты (обыч-
но Со, Си, Fe —99,99%, a Sm, Се —99,9%).

Сплавы типов Sm(Co, Си, Fe)5 и Се (Со, Си, Fe)3
после медленного охлаждения из расплава (со скоростью
около 10°С/с) имеют НсМ^Л60 -240 кА/м. После старе-
ния при температуре вблизи 400°С НсМ возрастает до
100
560- 640 кА/м. Значение НсЛ1 может быть дополнитель-
но повышено применением закалки от температуры
900—1100 С в воде с последующим старением при
400°С. После такой обработки Нсм сплава
SmC03.5Feo.5Cu1,35 достигает 960 кА/м.

Оптимальным режимом старения рассматриваемых
сплавов является отжиг при 400°С в течение 4 ч

Рис. 2-37. Зависимость //cv от температуры отжига образцов со-
става Соз.ьЕсолСиСе (о) и C03.5Feo.5CUi.35Sm (б) (образцы, нагретые
до 1000 С, закалены в воде, отожжены при указанных на кривых
температурах и снова закалены в воде).

(рис. 2-37). Намагниченность сплавов в процессе старе-
ния не изменяется. В сплавах с Се па кривой зависимос-
ти Нем сплава от температуры отжига при малых дли-
тельностях имеется второй максимум вблизи 500°С. Мед-
ленное охлаждение сплавов от температуры отжига при-
водит к большим значениям их коэрцитивной силы, чем
быстрое охлаждение [2-101].

Так как магнитная фаза типа RCo5 сплавов
R(Co, Си, Fe)5 имеет ось легкого намагничивания в на-
правлении гексагональной оси кристаллической решет-
ки, предпочтительная ориентировка монокристалличе-
ских зерен в слитке является важным фактором для до-
стижения высоких магнитных свойств сплавов.

Хорошая текстура достигается в процессе выплавки
сплава путем создания ступенчатого температурного
градиента вдоль отливки. Однако при этом размеры и
формы образцов с направленной кристаллизацией весь-
ма ограничены.

Для осуществления направленной кристаллизации
сплавов системы Се(Со, Си, Fe)5 применяют видоизме-
ненный метод Бриджмена [2-102, 2-103]. Таким сносо-
бом получены крупные слитки анизотропного сплава
(пермафлакс С) с ’/2(В//)тих=56кДж/м3. Кривая размаг-
ничивания этого сплава очень сходна с кривой для спла-
ва Co-Pt (рис. 2-38). Разработан также изотропны!!
сплав (пермафлакс С1), который можно отливать в раз-
личные формы. Магнитные свойства его выше, чем
у изотропных ферритов (рис. 2-38). С целью улучшения
текстуры и механических свойств магнитов из сплавов

Рис. 2-38. Кривые размагничивания
сплавов Co-Pt (/) пермафлакс С (2),
пермафлакс С1 (3), феррита ба-
рия (4).

R(Co, Си, Fe)s применяются также методы порошковой
металлургии. Показано, что порошки сплавов Sm-Co-Cu
с большими размерами частиц (около 40 мкм) обладают
хорошими магнитными свойствами (//сМ^1350 кА/м),
в связи с чем отпадает необходимость доводить размол
до получения тонкого порошка.

Для уплотнения текстурованных магнитов из сплавов
системы Ce-Co-Cu-Fe успешно применяют метод спека-
ния с порошком сплава 60 % Се —40 % Со при 1060—
1100°С в течение 1 ч. Магниты охлаждают от темпера
туры спекания со скоростью 1°С/с и остаривают при
400°С в течение 4 ч. Спеченные магниты имеют прямо-
угольные петли гистерезиса (рис. 2-39). Степень тексту-
ры достигает 96%. Энергия '/2(ВН)тах магнитов из
сплава с составом, соответствующим формуле
Ce(Coo,72Fe0,i4Cuo,i4)5 достигает 40 кДж/м3 [2-104].

На магнитах из сплавов, в которых соотношение
между содержанием РЗМ и остальных компонентов
(Со, Си, Fe) близко к 1:7, достигнуты более высо-
кие свойства. Так как на магнитах следующего состава
102
I Snio.75CCo,25(GOo,SlFen,04CUo,5)7,2 ПОЛуЧСПО 112 (В//) max =
rs=80 кДж/м3 после спекания в течение 30 мин при
1170°С, закалки в аргоне и старения при 790° в течение
i 1 ч [2-105]. Еще более высокие свойства удается достичь
'на сплаве состава Sm(Coo,76Feo,ioCuo,i4)e,8- Такие магии-
|ты спекают при 1200°С в течение 45 мин, резко охлаж-
дают до 900°, а затем медленно охлаждают с печью до
н

J Рис. 2-39. Петли гистере-
I риса магнитов из сплава
1 Се(Соо,7гРео hCuj и) 5.

| 1 — до спекания (относитель-
ная плотность 65%); 2 — после
'спекания и термообработки.

/zz//7, Z#

। комнатной температуры. Быстрое охлаждение от 900сС
.необходимо для предотвращения резкого необратимого
I уменьшения магнитов, имеющего место после отжи-
| га в интервале 900—1150сС (рис. 2-40).

Рис. 2-41. Кривые размагни-
чивания магнитов из соеди-
нении S m ( Соарес, 1 эС 110. н) г, ч
(1) и Sm(Cuo «..Рен (|6С!1(1,ь)с «
(2).
На рис. 2-41 приведены кривые размагничивания та-
ких магнитов из сплава Sm (Con7GFeojoCuOJ4)6,8 (кривая
/) и Sm(Coo.8nFe0>ofiCuo,i4)6,8 (кривая 2) [}/2(ВН)тах со-
ответственно 80 и 100 кДж/м8].

Характерными особенностями магнитов, спеченных
из порошков сплавов системы R(Co, Си, Fe)?, являются
прямоугольпость петли гистерезиса, а также высокая ме-
ханическая прочность по сравнению с RCo5. С точки
зрения упрощенной технологии производства, относи-
тельно низкой стоимости и достаточно высоких магнит-
ных свойств литые магниты из многокомпонентных
сплавов системы R-Co-Cu-Fe уже и настоящее время
могут заменить дорогостоящие магниты из сплава Pt-Co.

Сплавы системы R-Co-Cu-Fe применяются также
в виде тонких пленок. На пленках SmC03.65Cu1.35 толщи-
ной 4000 А, нанесенных методом напыления в вакууме
на кварцевую подложку с температурой 500°С. была по-
лучена коэрцитивная сила НсМ—2400 кА/м [2-106].
Практическое использование эти пленки находят в за-
поминающих устройствах па магнитных доменах.

2-6. СТАБИЛЬНОСТЬ МАГНИТОВ ИЗ СОЕДИНЕНИЙ R-Co

Магниты из соединений R-Co обладают высокой ста-
бильностью остаточной намагниченности при воздейст-
вии внешних размагничивающих потей, которая тем вы-
ше, чем больше значения таких параметров магнитов,
как Hi и Н, w С приближением технической кривой раз-
магничивания магнитов В(Н) к предельной (НРВ—ВГ.
ри=1) внешнее размагничивающее поле вызывает толь-
ко обратимое снижение индукции в момент приложения
поля. Такие магниты не нуждаются в стабилизации для
защиты от влияния размагничивающего поля и могут
намагничиваться вне магнитной системы, так как рабо-
чая точка такого магнита при установке его в систему
поднимается по основной петле гистерезиса В(Н)
[2-107].

Если кривая размагничивания магнита отлична от
предельной, прямые возврата нс совпадают с кривой раз-
магничивания В(Н) и коэффициент возврата ри>1
Опыт показывает, что необратимые потери индукции
магнитов после воздействия размагничивающего поля
тем больше, чем выше значения рв.

Если размл!пнчпвающсе поле воздействует на маг-
нит при повышенной температуре, необратимые потерн
104

Рис. 2-42. Кривые размагничива-
ния магнита из SmCo-, после на-
магничивания (/). старения при
Г=300°С в течение 1000 ч (2), по
еле повторного намагничива-
ния (3)

пдукции магнита дополнительно возрастают по срав-
нению с потерями при комнатной температуре из-за
уменьшения его НсМ.

При этом с точки зрения обеспечения устойчивости
^агнитов при воздействии размагничивающего ноля при
Повышенной температуре оптимальными являются такие
gx свойства, при которых сочетаются высокие значения
коэрцитивной силы НсВ и отношения НсВ/Вг, характери-
зующего наклон В(Н) во
втором квадранте.

I Необратимые потери
кдукции магнитов вслед-
ствие изменений в струк-
туре материала магнита
(«структурное старение»)
lie восстанавливаются
при повторном намагни-
чивании магнитов и свя-
заны в случае магнитив
нз сплавов R-Co в основ-
ном с необратимым изме-
нением структу рно-чув-

ствительной характери-
стики ма гериала — коэр-

цитивной силы НсМ- На рис. 2-42 представлены кри-
вые размагничивания магнита SmCos, уплотненного
спеканием, после намагничивания (кривая /), после ста-
рения при 300°С в течение 1000 ч (кривая 2) и после
повторного намагничивания кривая (5). Видно, что поте-
ри Вг и (ВН)тих почти полностью устраняются повтор-
ным намагничиванием, в то время как Н(м обнаружива-
ет уменьшение па 20% [2-108].

Необратмое уменьшение Нсм магнитов в процессе
Нагрева на воздухе может быть следе 1вием как поверх-
ностного окисления магнитов, так и начала эвтектоид-
ного распада соединения SmCo5 (при нагреве до темпе-
ратуры около 600—650°С) [2-109]. Окисление поверх-
ности зерен материала магнита является главной
Причиной нестабильности 11ем и Вг магнитов, уплотнен-
ных холодным прессованием, которые имеют меньшую
Плотность, чем магниты, уплотненные спеканием, т. е.
большую пористость.

При кратковременных выдержках Mai питов, уплот-
ненных спеканием, при повышенных температурах пе-
обратимые потери их индукции пе превышают 2% при
температуре до 500гС и резко возрастают (до 15 —
20%) с повышением температуры до 600—650°С [2-109].
Выдержки магнитов при повышенных температурах
длительностью порядка 10000 ч и больше допустимы
при температуре, пе превышающей 200°С; при темпера-
туре 250°С после старения магнитов в течение несколь-
ких сотен часов наблюдается значительный спад их ин-
дукции, нарастающий с увеличением продолжительное г и
старения (рис. 2-43).

Рис. 2-43. Необратимые «руктурные потери индукции магни-
тов из SmCos после старения на воздухе в зависимости от
длительности старения.

Необратимые магнитные изменения индукции маг-
нитов, вызванные изменениями их магнитной структуры
(т. е. частичным размагничиванием во внутреннем раз-
магничивающем поле), нс восстанавливаются после воз-
вращения температуры магнитов к исходному значению,
по устраняются после повторного намагничивания маг-
нитов при исходной температуре. Причиной этих изме-
нений намагниченности (индукции) магнитов является
температурная зависимость коэрцитивной силы магни-
тов из RCo5: с повышением температуры коэрцитивная
сила уменьшается и, как следствие, происходит допол-
нительное размагничивание магнита во внутреннем раз-
магничивающем поле.
Уменьшение /7еМ магнита с повышением температу-
। ры приводит к изменению формы кривой размагничива-
IНия goAf(Н) (рис. 2-44) и возрастанию необратимых
1 температурных потерь намагниченности (индукции)
। магнита с понижением его рабочей точки. В табл. 2-9
1 приведены значения необратимых потерь индукции об-
ьразцов магнитов из сплавов Srno.5Pro.5C05 (образцы 1 —
2) и SmCo5 (образцы 3—4) с различными рабочими
«точками (Ва и Hd — индукция и напряженность магнит-

Рис. 2-44. Кривые размагничивания магнита из
SmCo5 при разных температурах [светлые круж-
ки— расчет по (2-8)].

ного поля, соответствующие рабочей точке магнита)
[2-110, 2-111].

Видно, что относительные потери индукции &B/Bd
возрастают с понижением рабочей точки магнитов (т. е.
с уменьшением значения BdlHdY

Необратимые потери индукции магнитов зависят от
их исходных магнитных свойств: чем медленнее спад на-
магниченности магнита с ростом размагничивающего
поля при комнатной температуре, тем к меньшим необ-
ратимым потерям намагниченности приводит темпера-
турный сдвиг точек кривой размагничивания. Наимень-
шие необратимые температурные изменения индукции
обнаруживают магниты с наибольшими значениями па-
раметров Ни и Hcyj. При этом для магнитов с «высоки-
ми» рабочими точками (BdlHd>l) необратимые потери
индукции зависят в основном от исходного значения Hht
возрастая с уменьшением этого значения; для магнитов
с рабочими точками, соответствующими значениям
Bd/Hd<l, необратимые потери индукции тем меньше,
чем больше исходные значения Ни, и Нем магнита
(рис. 2-45). После нагревания до 250—400°С меныпие

Т а б л и ц а 2-9

X об разцз Н Л4> сМ кА/ч кА/м Л . Тл кДж MJ П<1 о %, после натре на до указанной тем перат ры. вС
100 150 2и)
1 860 760 0,99 00 —0,45 34,0 55,0 69,0
2 860 760 0,99 90 —2,0 2,5 6,0 34,0
3 1600 НГО 0,91 80 —0,45 2,5 5,0 9,*0
4 1600 1100 0,91 80 —2.0 2.0 0,5 2,’о

Т а б л и ц а 2-10

X. сб- разца Н w сМ кА/м "к- кА /м Тл “ев- кА /м 'У 7^' К; (ж/ма %• после нагрева лп указанной температуры, СС
ИЗО 15) 200 259 300 49)
I 1200 10(0 0,90 700 80 0 1 8 26 50 82
2 1350 900 0,83 620 66 3 7 12
3 1750 770 0,76 670 64 ч 3 6 12 32
4 1900 650 0,75 650 65 т 3 7 13 21 59
5 1900 600 0,70 660 61 3 6 13 18 24

потери имеют магниты с большими значениями НсУ1.
В табл. 2-10 приведены значения необратимых магнит-
ных потерь индукции ряда образцов из сплава SmCo-,
с различными магнитными параметрами (в рабочей точ-
ке всех образцов BdlnoHd=—0,8).

Необратимые магнитные потери индукции могут зна-
чительно различаться даже для магнитов с одним и тем
же положением рабочей точки и близкими свойствами
(см. рис. 2-45) вследствие разницы в температурном
ходе коэрцитивной силы магнитов.

Необратимые магнитные потери индукции магнитов
наблюдаются после первого цикла повышения темпера-
108

гуры и. как правило, не наблюдаются при последующих
мклах. Поэтому предварительный нагрев магнитов —
Стабилизирующая обработка — приводит к значительно-
му улучшению как долговременной стабильности при
комнатной температуре, так и стабильности при повы-
шенной температуре при выдержках в пределах несколь-
ких часов.

. Для стабилизации магнитов, предназначенных для
^пользования при повышенных температурах, приме-
няют отжиг магнитов после намагничивания до насы-

щения при температуре, на
50°С превышающей рабо-
чую температуру, в течение
1—2 ч. Например, необра-
тимые магнитные потери
ндукппи магнитов при их
использовании при темпера-
туре 150°С в течение 3000 ч
для стабилизированных маг*
нитов в 5—8 раз меньше,
чем для нсстабилнзирован-
иых, при этом потери индук-
ции при стабилизации со-
ставляют 3—8% [2-108].

I После стабилизации ин-
дукция магнитов при темпе-
ратурных циклах обнаружи-
вает лишь обратимые изме-
нения. Их величина опреде-

Рис. 2-45. Необратимые маг-
нитные потери индукции маг-
нитов из SmCos после нагрева
до температуры 150°С в зави-
симости от значения маг-
нитов при г=20°С (Bd/|.ioH(i==
=-—0.5).

ляется в основном темпера-
турной зависимостью намагниченности насыщения ма-
териала магнитов и зависит поэюму от состава н фазо-
вой структуры Mai питов.

Значения гемпературно! о коэффициента обратимых
изменений индукции yfi — 100%/°C (где ДВ —из-

менение Bd при изменении температуры па Д7) приве-
дены в табл. 2-11 [1-110].

Величины обратимых изменений индукции магнитов
из SmCo=) значительно превышают соответствующие из-
менения индукции магнитов из сплавов системы
Fe-Co-Ni-Al Cu-Ti (см. табл. 3-26).

। Разработка сплавов системы R-Co, сочетающих боль-
шие значения НсМ> Ни и Вт с малым ав» представляет
большой практический интерес. Поскольку значение цв
определяется температурным ходом намагниченности
насыщения, снижение величины ав может быть достиг-
нуто на сплавах, намагниченность насыщения которых
в определенных интервалах температуры изменяется не-
значительно. Такими сплавами являются, например,
квазибинарные интерметаллические соединения типа

Таблица 2-11

Температурный интервал, гС Тем сератгрный ко»ЬВтпент пнд\кцин для магнитов из указанных сплгвсж
SmCo;. Sn,.,sPro,sCn’
-190 ч-—60 —60 Ч- 4-20 4-20 ч-4-100 4-100 ч~ 4“ 1 НО 4-150 4-4-200 4-20 ч- 4-300 —0,021 ч-—0,028 -0,030 ч-—0,041 —0,036 ч-—0,043 -0,039-=-- 0,047 —0,046 ч-—0,056 —0,047 ч-—0,051 —0,030 ч 0,034 —0,047 ч- —0,052 —0,049 ч-—0,056 -0,046 ч-—0,060 —0,047^—0,051 —0,055 ч—0,065

Ri-xR'xCo5, получающиеся при частичном замещении
«легкого» РЗМ в соединении RCo5 «тяжелым» (R'—Gd,
Tb, Dy, Er) (рис. 2-6) [2-17, 2-100]. При таком заме-
щении, однако, с ростом х уменьшается абсолютная ве-
личина намагниченности насыщения и магнитной энер-
гии сплава. Тем не менее подбором величины х удается
получить магниты с высокой температурной стабиль-
ностью и удовлетворительными магнитными параметра-
ми. В табл. 2-12 приведены свойства таких магнитов и
средние значения аБ для различных интервалов темпе-
ратур [2-110].

Соединение Л* В,. Тл Я сМ кА/м кА/м '/л кДж/м8
Sm, .AGdxCo5 0,47 0,65 2000 520 43
Згтн-хТЬ^Ссь, 0,3 0,78 750 530 54
То же 0,35 0,74 1350 580 54
Sn^ _хГ)ухСоб 0,3 0,80 1100 580 60
То же 0,35 0,76 1600 590 58
Sm. _ ,о< 0,2 0,82 1900 610 65
SmCo5 0 0,92 2000 740 85

НО
Поскольку температурные изменения намагниченнос-
ти (индукции) магнитов при кратковременных измене-
ниях температуры являются следствием температурной
^зависимости их коэрцитивной силы и намагниченности
шасыщеиия, они могут быть рассчитаны на основе зави-

>ис. 2-46. Относительные из-
енения намагниченности об-
езцов диаметром 4,5 мм и
диной 0,9 (/) и 4 мм (2)
эетлыс кружки — расчетные
энные].

|симостей HcM(T) и Mt(T) [2-43, 2-113]. Кривая размаг-
!ничивания магнита при температуре Т>То (То— ком-
j натная температура) может быть рассчитана по соотно-

I шению

ъМ(Н)г = а^М Г") (2-8)

где aT—MsT fMsT —относительная намагниченность на-
Iсыщения материала [магнита; hT=НсМ т/НсМ Го — относи-
I тельная корэцитивная сила при температуре Т.

Намагниченность магнита в рабочей точке опреде-
ляется на кривой цоМ(Н) материала магнита как точка

Таблица 2-12

аВ» %/°C» в указанном интервале температур, °C

, [ <—100)—(Ч-2О> | (+20)-( + 100) ( + 100)—(+203) (-100)—(+200)
<0,005 0,005 —0,012 0,005
<0,005 —0,016 —0,022 —0,014
<0,005 —0,011 —0,019 —0,012
<0,005 —0,014 —0,022 —0,013
<0.005 0,010 —0,018 0,011
—0,007 —0,013 —0,024 —0,014
—0,030 —1,040 —0,045 —0,036
пересечения с линией, проведенной через начало коор-
динат под углом 6=arctgpoyWd//7=arctgpo-V (/V —коэф-
фициент размагничивания).

Чтобы рассчитать значения намагниченности магни-
та при изменении температуры, достаточно рассчитать
по соотношению (2-8) участки кривых размагничивания
в области их пересечения с линией сдвига, что позволя-
ет определить значения ЦоЛ1д при различной темпера-
туре.

Та блица 2-13

Состав сплава Температурный коэффициент нама! ниченнос ги вась’псния, %/ с
Co3>6Cuit35Fe0t4Sni O.0G
Со|5Сц Fe0t3Ce 0,10
CojjCu Fe0f6Ce0t,Sm0f j одо
Соа F 5C11Fe0 r sCe0 * j Go315C11 I*eu, 0,08
0,05
Co3,5CuFe015Cea t 7Gd0,3 0,01

На рис. 2-46 приведены кривые относительных изме-
нений намагниченности, измеренные на двух образцах
и полученные расчетом по (2-8). Видно хорошее согла-
сие расчетов с экспериментом.

Температурная стабильность намагниченности спла-
вов R(Co, Си, Fe)5, так же как и сплавов RCo5, зависит
от температурного хода их намагниченности насыщения.
Величины температурного коэффициента намагничен-
ности насыщения в интервале температур (от -f-25 до
—100°С) приведены в табл. 2-13. Частичное замещение
церия гадолинием значительно снижает температурный
коэффициент намагниченности сплавов.

Глава третья

ДИСПЕРСИОННО-ТВЕРДЕЮЩИЕ СПЛАВЫ
НА ОСНОВЕ Fe-Co-Ni-AI

3-1. ФАЗОВЫЙ СОСТАВ СПЛАВОВ

Подробный анализ фазового состава сплавов Fi-Ni-Al
(по Бредли — Тейлору и О. С. Иванову) и Fe-Co-Ni-AI
(по О. С Иванову) приводится в монографии Б. Г. Лив-
112
|деца и В. С. Львова [3-1]. На рис. 3-1 в качестве иллю-
страции приведен участок диаграммы состояния
Fe-Ni-Al вдоль линии Fe-NiAl. Сплавы ЮНД, имеющие
практическое значение, близки по содержанию Fe, Ni, Al
I соединению Fe2NiAl.

При температуре выше990°С они однофазны сострук-
урой твердого раствора и (ОЦК) па основе соединения
ПА1. При более низких температурах твердый раствор
i распадается на две изоморфные ОЦК фазы а и а', из
оторых первая обогащена никелем и алюминием и упо-
ядочена по типу CsCl, а вторая представляет собой не-
порядоченный твердый раствор на основе u-Fe. В спла-
ах, богатых Fc и Ni, присутствует у-фаза (ГЦК) —
вердый раствор на основе y-Fe, аналогично аустениту
сталях. Для сплава Fe2XiAl постоянные решетки аа =
L=2,878 А и аа, =2,868 А. Химический состав фаз в соот-
ветствии с диаграммой определяется температурой от-
жига. В [3-2] приведено уточнение диаграммы Fe-Ni-Al
с применением гаммарезо-

вансного метода. В резуль-
тате граница между ata' и
а областями оказалась
сдвинутой в сторону мень-
ших концентраций Fe.

Ряд практически важ-
ных участков диаграммы
Fe-Co-Ni-AI, построенной
О. С. Ивановым, приведен
в монографии [3-1]. Анализ
[этой диаграммы показыва-
ет, что кобальт, входящий в
твердые растворы на осно-
ве a-, y-Fe и NiAl не изме-
няет фазовых соотноше-
ний, присущих системе
Fe-Ni-Al. У сплавов ЮНД К
выше 1200“С расположена
однофазная область ОИК
a-фазы. В интервале темпе-
ратур 1200—900’С заклю-
чена двухфазная (а у)-об-1
ласть. Ниже 900—850°С по-
является смесь (а+а')-фаз

’Рис. 3-1. Диаграмма состоя-
ния системы Fe-Ni-Al (поли-
термический разрез по линии
Fe-NiAl).
по реакциям a-xx-J-a' и у->а+а'. Эти фазы сохраня-
ются до комнатной температуры.

Фазовый анализ многокомпонентных систем на осно-
ве железа, кобальта, никеля, алюминия, меди, титана и
других металлов весьма сложен, и диаграммы состоя-

Рис. 3-2. Фазовое состояние сплавов типа ЮНДК24, легирован-
ных титаном и ниобием.

а — ЮНДК24-Тц б — ЮНДК24-ЫЬ.

В связи с этим в ряде работ исследован фазовый состав
основных промышленных сплавов типов ЮНДК и
ЮНДКТ в широком интервале температур. Основываясь
на том, что данные сплавы могут быть отнесены к ква-

зибинарным системам
(Fe, Со, Cu-Ni, Al, Ti),
авторы работ [3-3, 3-4]
построили политермиче-
ские разрезы фазовых
диаграмм для базовых
сплавов ЮНДК с 24 и
34% Со, но с различным
содержанием титана и

Рис. 3-3. Фазовое состояние
«плавов типа ЮНДК35Т с раз-
личным содержанием титана.
Структуре фаз а — ОЦК со сверхструктурой NiAl а' — ОЦК со сверхструктурой Fe,Al ав — высокотемпературный твердый рас- твор а Yt — высокотемпературная ГЦК; при охлаж- дении до комнатной температуры превращает- ся в полиморфную модификацию ОЦК | Уз — низкотемпературная ГЦК а, а' и а" — низкотемпературные кубические фазы; в метастабильном состоянии имеют упруго искаженную решетку: а, а' —тетрагональную; 1 а" — ромбическую
। состав Мета стабильное состояние а О а+ct' 1 е а+а'+а" *Ъ + ез о * + о Ъ 4- е + е
Фазовый Равновесное состояние а О ?- + е м О ея + + е м В + «с е а+а'+уг а, o.+Vi е« ?- + *ъ + в
Температура, °C >1200 От 1200 до 900 От 900 до 850 <850 | >1200 От 1200 до 850 । От 850 до 800 ! <800 >1200 От 1200 до 890 От 890 до 860 1 От 860 до 820 | <820
1 Типа ЮН14ДК24 Типа ЮНДК35Т5 Типа ЮНДК40Т8

♦ Кубические фазы.

Примечание. В литературе существуют данные о присутствии в сплавах ЮНДК24, ЮНДК35Т5 и ЮНДК40Т8 фаз, не
приведенных в таблице. Авторы не цитируют указанные работы, поскольку воспроизвести их результаты не удалось и для
понимания процессов, происходящих при термообработке сплавов, эти фазы значения не имеют. Кроме того, некоторые авторы
приводят отличающиеся от приведенных температурные границы фазовых областей.
ниобия (рис. 3-2, 3-3). Как видно из приведенных диа-
грамм, в сплавах наблюдается перекрытие областей
a-pp и а+<*'. С повышением содержания титана умень-
шается температурный диапазон однофазности сплавов
и сужается двухфазная (а-]-у)-область, появляется
асимметричность (а-[ а')-области. Кроме того, в спла-
вах с титаном и ниобием наблюдаются области суще-
ствования иптерметаллидиых фаз.

Таблица 3-2

Сплав Посте тнная решетки, нм*
а а* 71
ЮН14ДК24 0,288 0,287 0,34
ЮНДК35Т5 0,290 0,286 0,35
ЮНДК40Т8 0,290 0,288 0,35

♦ После отжига при 800е 200 ч.

Таблица 3-3

* Расслоение твердого раствора

не учигыналось, тах как размеры выделявшихся

частиц значительно меньше разметов зонда.

*♦ Состав а'-фззы рассчитывался исходя и* предполагаемого объемного сготно
тения фаз 0,5: 0,5 Нез учета неботыпою количества т2-1&>ы-

В табл. 3-1 приведены обобщенные данные по фазо-
вому составу и структуре фаз основных сплавов ЮНДК
и ЮНДКТ в равновесном и высококоэрцитивном мстаста-
бильном состояниях.

Как следует из таблицы, общими являются распад
высокотемпературного ОЦК a-твердого раствора на две
изоморфные фазы а и а', существование высокотемпе-
116
Ьатурной ГЦК у-фазы и выпадение при длительных вы-
держках в (a-j-a')-области низкотемпературной моди-
фикации ГЦК фазы.

В табл. 3-2 и 3-3 приведены данные о постоянных
^решетки и химическом составе равновесных фаз соот-
ветственно в сплавах ЮНДК и ЮНДКТ. Видно, что
Ь увеличением содержания в сплавах кобальта и титана
возрастает разница периодов решеток а и ц'-фаз.

Видно, что в фазе а с большей постоянной решетки
^сосредоточены алюминий, почти весь титан и полностью
Ьтсутствует медь; при выпадении у-фазы, содержащей
.повышенное количество железа, кобальта, никеля и
Ьлюмнпия, изменяется состав распадающейся а-ма-
•.трицы.

Высококоэрцитивное состояние сплавов этой системы
^возникает в результате распада твердого раствора а и
[^является промежуточным при переходе от гомогенного
твердого раствора к метастабилъному состоянию. По-
этому фазовая и химическая неоднородность твердого
’раствора а оказывает влияние на кинетику распада и
। возникновение промежуточных фаз. В этой связи сле-
1дует отметить выпадение по границам зерен в сплавах
ЮНДКТ при содержании титана более 5% высокотем-
пературной метастабильной /-фазы [3-7] при нагреве
интервале 1240—1280°. Морфология этой фазы отли-
«чается от у (а7)-фазы, образующейся в сплавах этого
|типа при 1200—850°; ГЦК решетка этой фазы сохрапя'
• ется при комнатной температуре. Появление в структуре
сплава /-фазы приводит к необратимому снижениюмаг-
| нитных и механических свойств аналогично явлению
спережога» в сталях. Температурный интервал одно-
фазности a-твердого раствора расположен между обла-
I стями а—у и а+у. /-фаза обогащена титаном за счет
| соседних участков (t-раствора, ее выпадению способст-
। вует медь и препятствует алюминий. Предполагается,
К что стабилизация ГЦК структуры /-фазы связана с ми-
; кросегрегацией углерода по границам зерен.

3-2. МОРФОЛОГИЯ И КИНЕТИКА ФАЗОВЫХ
' ПРЕВРАЩЕНИЙ

а) ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНОЕ (а-*а+у)-ПРЕВРАЩЕНИЕ

Анализ фазовых диаграмм показывает, что в обла-
ст и составов промышленных сплавов Fe-Ni-Al (a«y)-
превращепие отсутствует. То же самое относится и
к сплавам с Si, сильнейшим «-образующим элементом ц
к сплавам, содержащим до 4% Си. Поэтому вопрос ки-
нетики (а—>-аН-у)-превращения в сплавах ЮНД не
рассматривается.

Это превращение в сплавах ЮНДК и ЮНДКТ, как
правило, не приводит к образованию тонкодисперсных
фаз, поскольку связано со значительной перестройкой
решетки исходной фазы, требующей протекания диф-
фузии на большие расстояния, и осуществляется в ши-
роком температурном интервале. В целом механизм и
кинетика (а—>а ру)-превращения соответствуют обыч-
ной схеме зарождения и роста новой фазы, отличаю-
щейся от а-матрилы как по составу (обогащена желе-
зом), так и по типу и параметрам кристаллической ре-
шетки (ГЦК). При этом у-фаза имеет определенную
кристаллографическую связь с a-матрицей; местами ее
зарождения служат области неоднородности исходного
твердого раствора (границы зерен и блоков, микротре-
щины и включения), далее игольчатые выделения у-фа-
зы растут по системам матрицы < 111 >{110}<111 >
[3-5]. Изменение удельного объема фаз при распаде
приводит к фазовому наклепу, уменьшающему совер-
шенство кристаллической решетки матричной а-фазы.
При обратном растворении у-фазы релаксация напря-
жений способствует рекристаллизации зерен а-фазы.

Необходимо отметить, что при обычных микрострук-
турных исследованиях этого превращения наблюдают
низкотемпературную полиморфную модификацию у-фа-
зы ОЦК в ат -фазу, имеющую период решетки, близкий
к периоду фазы а. Это превращение протекает главным
образом по мартенситному типу [3-8] в различных тем-
пературных интервалах: для сплавов типа ЮНДК 550
600°С, для сплавов ЮНДКТ 300—350°С. Одновременно
с фазовым происходит магнитное превращение у-фазы.

На рис. 3-4 приведены С-образные кривые (а—*-а г
+у)-превращения стандартных сплавов: ЮН14ДК24,
ЮНДК35Т5 и ЮПДК40Т7, дающие информацию о тем-
пературном диапазоне протекания превращения, инку-
бационном периоде, интенсивности и полноте распада
при каждой температуре в данном диапазоне [3-9].

На рис. 3-5 по нашим данным приведена микрострук-
тура сплава ЮНДК35Т5 после отжига при различных
температурах в течение 2 ч. Как видно, максимальное
количество у-фазы в этом сплаве выделяется при 1100сС-
1 3 5 10152030 60100180 10001800 мин

0,1 1 1y5 3 5 10152030 60 100180 g) 10001800 HUH

0)1 11,5 3 5 1015 2030 60 100180 g) 10001800HUH

Рис. 3*4. Кривые изотермического (ct->n 4- у)-превращения
в сплавах ЮНДК и ЮНДКТ.

а - ЮН14ДК24; б - ЮНДК35Т5; в - ЮНДК40Т7.
При более высокой температуре а -фаза располагается
по границам зерен в виде узкой полосы или игольчатых
включений. При температуре интенсивного превращения
количество а-фазы возрастает за счет роста иголок
внутрь зерна и образования отдельных частиц внутри
зерна. В сплавах ЮНДК35Т5 и ЮНДК40Т7 распределе-
ние а^-фазы в объеме зерна в процессе распада более
равномерное, чем в сплаве ЮНДК24. Это связано с раз-
личием кинетики распада в данных сплавах. Известное
влияние на характер распределения частиц а^-фазы
в указанных сплавах может оказывать микроликвация
алюминия, титана и углерода. В сплавах ЮНДКТ при
температурах более 950°С титан задерживает выпадение

Рис. 3-5. Микроструктура сплава ЮНДК35Т5 после выделения
у-фазы при различных температурах отжига в течение 2 ч (Х500).
« — 12004:; 6 —]|50°С; в- 1!00вС; г- 1050°С.
jy-фазы; однако в интервале 830—900°С он способствует
Колес интенсивному выделению у-фазы, особенно это
Заметно при достаточно больших выдержках (около 1 ч)
3-10]. Дисперсность продуктов распада сильно зависит
уг температуры образования у-фазы. Так. для сплава
ОНДК35Т5 размеры частиц а ,-фазы изменяются в сле-
1уютиих пределах: при 1200°С 25 -30 мкм; при 1150°С
10—16 мкм; при 1100°С 9 15 мкм; при 1000°С 3—
0 мкм; при 950°С 2 6 мкм; при 900°С 1—4 мкм [3-5].

Известно, что магнитные свойства ухудшаются при
>бразовании в сплавах у-фазы. Однако одинаковые
количества у~Фазь1> полученные в различных темпера-
гурпых условиях, неодинаково влияют на магнитные
свойства. В основном это связано с изменением химиче-
ского состава сосуществующих фаз а+у [3-9].

б) НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЕ (а-а+а')-ПРЕВР,\ЩЕНИЕ

Распад пересыщенного ц-твердого раствора обуслов-
лен более высокой энергией связи атомов алюминия,
а также титана с атомами никеля и кобальта по срав-
нению с атомами железа. Механизм и кинетика началь-
ных стадий распада («модулированная структура») со
(начительпым приближением описываются в рамках
пинодальпон теории распада. В [3-11] было развито
редставление о модулированных структурах как о си-
темах упругих концентрационных доменов. Абсолют-
ый минимум свободной энергии сплава (складываю-
1ейся из химической, упругой, межфазной |ранично-по-
верхпостной энергии), распадающегося при охлаждении,
/обеспечивается при одномерном периодическом распре-
делении концентраций вдоль направлений типа <100>.
(Структура сплава при этом двухфазная и представляет
Особой комплекс чередующихся пластин. Устойчивыми
ъ являются также двумерная трехфазная модулированная
структура и трехмерная вторичная модулированная
|структура, образованные соответственно стержневидпы-
• ми и равноосными частицами.

В сплавах системы Fe-Ni-Al согласно диаграмме со-
• стояния при замедленном охлаждении или отжиге в низ-
котемпературной области (600—900сС) происходит рас-
| пал исходного твердого раствора па две кристаллпче-
I скпе изоморфные фазы. В начальный период распада
I сплавов системы Fe-Ni-Al в структуре имеются сфери-
L 121
ческие упорядоченные зоны, богатые железом, а также
наблюдается периодическое изменение постоянной ре!
щетки кристалла в областях с различным составом
«модулированной» структурой [3-12]. Последователь-
ность и длительность этих начальных стадий распада
зависят от температуры обработки и состава сплава.

На рис. 3-6 приведены зависимости размера сфери-
ческих зон Q, периода модуляции D, а также коэрцц-

Рпс. 3-6. Зависимость размера
сферических зои D, периода
модуляции Q и Нс от времени
и температуры отпуска спла-
ва Fe-Ni-Al (30% Ni —
14% Al-Fe).

/ — при 600eC; 2 —при 680*0.

тивной силы Нс от времени
отпуска закаленного сплава
Fe2NiAl при различных тем-
пературах (600 и 680 С)
[3-12]. При температуре
600°С начальные стадии рас-
пада проявляются более
четко: вначале увеличивает-
ся размер сферических зон,
затем начинается более за-
метный рост периода моду-
ляции. Это означает, что
развитие модулированной
структуры начинается пос-
ле образования зон опрсте-
ленных размеров. Повыше-
ние температуры распада
до 680°С приводит к увели-
чению периода модуляции,
при этом наблюдается уско-
рение роста периода моду-
ляции со временем. Введе-

ние титана в сплав альни
(до 1%) ускоряет распад (переход к стадии модулиро-
ванной структуры): периодичность появляется на стадии
сферических частиц. Кобальт, введенный в сплав альни
(до 5%), замедляет распад.

Данные изменения периода модуляции со временем
старения показывают, что стадия модулированной
структуры в сплавах альни длится десятки часов, тогда
как оптимальная термообработка не превышает не-
скольких десятков минут. Поэтому важно проследить за
морфологическими изменениями: геометрией и размер-
ными соотношениями частиц фаз в зависимости от тем-

пературы и времени распада, а также состава сплава.
Для сплавов, лежащих вдоль луча Fe-NiAl (рис. 3-1 h
►людается идентичность структуры, образующейся
езульгатс нормализации или о i жига при 800—850°С
13]. В сплавах с молярным содержанием Fe около
оптимальная с точки зрения магнитного гистерези-
структура (стержневидные частицы а'-фазы, направ-
ные вдоль осей < 100> a-матрицы) образуется при
сиге именно в этом температурном интервале в тече-
! нескольких минут. При отжиге указанных сплавов
[изи температуры начала распада (930—950°С) на-
едаются хаотически распределенные сфероидальные
тицы а'-фазы. Напротив, при низкотемпературном
сиге (700—750°) происходит инверсия структуры: ма-
[чной становится а'-фаза, а a-фаза представлена мел-
ш изолированными включениями. В сплавах с ме-
рным содержанием Fe менее 50% Fe оптимальная
руктура формируется при 700—750°С. Отжиг закален-
IX сплавов при 800—850°С приводит к получению мел-
х равноосных частиц а'-фазы, имеющих тенденцию
сращиванию лишь при продолжительной выдержке
•13]. В сплавах с молярным содержанием Fe более
% после отжига при 850°С количество а'-фазы пре-
шает количество a-фазы. Тем не менее примерно до
% Fe в структуре сплавов сохраняется анизотроп-
сть частиц а'-фазы. При дальнейшем увеличении
лярного содержания Fe (ие менее 70%) матрицей ста-
вится а'-фаза, и в ней распределены мелкодисперс-
ie частицы a-фазы сферической формы, имеющие тен-
нцию к сращиванию при увеличении времени отжига,
шижение температуры отжига до 700сС ие изменяет
рактера распада.

Итак, при температурах вблизи 850°С, на которые,
к показано в [3-1], приходится «морфологическая»
адия термообработки сплавов системы Fe-Ni-Al с не-
»ерывным охлаждением, периодическая структура
анизотропными элементами наблюдается только
сплавах, лежащих в центре фазовой области (при
)лярном содержании Fe 40—60%).

В сплавах системы Fe-Ni-Al-Co низкотемпературный
юпад исходного твердого раствора происходит на две
р-га') или три (а J-a'-j-a") фазы. Наиболее характер-
ами представителями являются сплавы ЮНДК24,
0НДК35Т5 и ЮНДК40Т8, обладающие различным
ровнем коэрцитивной силы: 44—60, 95—115 и 135—
50 кА/м соответственно. Эти сплавы имеют наибольшее
промышленное значение, поэтому кинетика и морфод0#
гия распада в этих сплавах изучены наиболее подробно

Переход 01 сплава ЮН14ДК24 к 1ОНДК35Т5 и
ЮНДК40Т7 сопровождается увеличением разницы
удельных объемов а- и а'-фаз, что приводит к характер,
ным особенностям кинетики и морфологии распада
в этих сплавах па ранних стадиях. Установлено [3-14],
что распад в сплаве ЮН14ДК24 происходит в следую-
щие стадии: образование сферических зон, равномерно
распределенных в «-матрице; рост зон с одновременным
упорядочением их вдоль направлений <100> и обра-
зованием модулированной структуры; рост периода мо-
дуляции, разрыв когерентной связи решеток и появле-
ние тетрагональных фаз. Для сплавов ЮНДК35Т5 и
ЮНДК40Т7 распад начинается с возникновения моду-
лированной структуры, далее статин распада аналогич-
ны стадиям распада сплава ЮПДК24. Тетрагональные
искажения фаз во всех этих сплавах таковы, что перио-
ды с обеих фаз совпадают, а периоды а различны. Дли-
тельное остаривание всех сплавов приводит к появлению
кубических фаз. Распад закаленных сплавов происходит
по всему объему, заметно развиваясь при температуре
выше 500°С. При этом в сплаве ЮНДК распад начина-
ется с возникновения мелких равноосных областей, ко-
торые с увеличением температуры распада постепенно
растут и выстраиваются в цепочки, параллельные осям
<100>. При температуре распада 700 800сС частицы
сливаются и образуют стержни, расположенные взаим-
но перпендикулярно вдоль осей <100>. В сплавах
ЮНДКТ тонкие стержневидные частицы заметны уже
при 500°С. При увеличении температуры и времени от-
пуска происходит увеличение размеров одноосных час-
тиц и среднего расстояния между ними (периода моду-
ляции) (рис. 3-7). Исследования кинетики распада
в данных сплавах при различных температурах показа-
ли наличие степенной зависимости периода модуляции
L от времени старения: L=Ktn\ где т=0,21 (ЮНДК) и
0,31 (ЮНДКТ). Энергия процесса активации (55—
75 ккал/моль) показывает, что распад контролируется
диффузией атомов по узлам решетки [3-14J.

Следует отметить, что в процессе старения без маг-
нитного поля переход к стадии тетрагональных фаз
(рентгенографически отмечается по одновременному
присутствию сателлитов и рефлексов фаз на больших
углах) в сплаве ЮПДК35Т5 наблюдается при темпера-
туре 650°С Ниеле 40 ч выдержки, при 700°С после 1 ч,
[при температуре 750°С после 15 мин и при 8ООЧ2 после
3 мин.

Аналогичный по времени переход к стадии тетраго-
нальных фаз наблюдается и в сплаве ЮНДК40Т8. Для
сплава ЮНДК24 слабые рефлексы от тетрагональных
раз выявляются после 10 мин выдержки при 780°С. Рас-

>ис. 3-7. .Микроструктура (а->афа')-превращения в сплаве
ОНДК35Т5АА после отжига.

1—при температуре 7003С — 30 мин: б — 800°С — 30 мин (Х25 000).

1ад твердого раствора сплава ЮНДК40Т8 подобен рас-
[аду сплава ЮНДК35Т5. При этом структура сплава
ОНДК40Т8 характеризуется более высокой степенью
овершепства (периодичностью расположения и анизо-
тропией формы частиц).

ВЛИЯНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА ПРОЦЕСС РАСПАДА

Общим для сплавов ЮНДК и ЮНДКТ в отличие от
сплавов системы Fe-Ni-AI является высокая чувстви-
тельность процессов распада к присутствию внешнего
Магнитного поля при температурах ниже точки Кюри
сплава. Эта чувствительность в значительной мере свя-
зана с относительной близостью температур Кюри и на-
чала распада исходного твердого раствора. Анализ рас-
пада в присутствии магнитного поля в сплавах ЮНДК
позволил выявить особенности их кристаллического
строения.

Прежде всего отмстим выявляемые электронно-ми-
кроскопическим анализом морфологические особенно-
сти распада в магнитном поле. Наложение внешнего
магнитного поля обеспечивает исчезновение комплексов
периодически распределенных стержневидных включе
ний, вытянутых вдоль осей [100] и [010], перпендику-
лярных оси [001]. ближайшей к направлению прило-
женного поля. При кратковременных выдержках (1 мин)
сплава 1ОНДК24 в интервале температур 850—830°С
в присутствии поля в структуре наблюдаются главным
образом периодически распределенные равноосные не-
однородности химического состава. При увеличении вы-

Рис. 3-8 Схема взаимного расположения фаз а, а' и а" на плоско-
сти (001) монокристалла сплава ЮНДК35Т5АА (сплошные линии —
фазовые границы) после обработки.

а — закалка в воду после нагрева при 800гС, 12 мин; б — полный цикл тер-
момагнитноЛ обработки.

держки до 2 3 мин в этом температурном интервале
происходит удлинение и образование частиц а-фазы
в направлении поля. Распад при более низких темпера-
турах (750—700°С) в магнитном поле также начинается
с образования равноосных частиц. Заметный рост их
вдоль поля происходит при более длительных выдерж-
ках (10—30 мин) и значительном увеличении толщины
частиц. Рентгенографический анализ структуры распа-
да в магнитном поле сплава ЮНДК24 показывает воз-
никновение и усиление направленной модулированной
структуры вдоль направления ноля, характеризующейся
ослаблением, а затем исчезновением поперечных флук-
туаций состава [3-14].

Иначе выглядит в присутствии внешнего магнитного
поля схема формирования структуры распада в сплавах
ЮНДК35Т5 и ЮНДК40Т8 [3-15—3-17].

Было установлено, что распад сплавов ЮНДКТ
в магнитном иоле в интервале 850—800° (ЮНДК35Т5) и
850—820° (ЮНДК40Т8) происходит с образованием трех
фаз. Трехфазное состояние фиксируется только закал-
126
:ой. Впервые это были показано в [3-15]. Третья фаза
имеет ромбическую решетку с параметрами:

с tl=c f — c =0,278 нм; а„=а = 0,286 нм;
а а а а а

b ,,=а ,=-0,2912 нм.
а' а'

При охлаждении на воздухе или низкотемператур-
на отпуске происходит перестройка структуры, соот-
ветствующая переходу области а+аЧ а" в область а 1
(-а', интенсифицирующая соответствующее перераспре-
деление компонентов между фазами [3-18] (рис. 3-8).

►нс. 3-9. Микроструктура (а->-а+а')-превращения в сплаве
ОНДК35Т5АА после отжига в магнитном поле.

— 800°С —1мин; б —800°С —5 мин; в —750*С—30 мин (Х36 000).

Кратковременная выдержка в магнитном поле спла-
ЮНДК35Т5 в течение 30—60 с при 800—830°С (рис.
k9,a) приводит к появлению концентрационных неодно-
юдностей со слабой анизотропией формы. С увеличе-
1ием времени выдержки до 3 мин при 830° и 5 мин при
100° происходит слияние и образование стержневидных
1астиц, параллельных магнитному полю, хотя в струк-
туре при этих выдержках наблюдаются отдельные «по-
1еречные» полю частицы (рис. 3-9,6). Этому структур-
ному состоянию соответствует близкая к предельной
Индуцированная анизотропия. В процессе дальнейшей
1Ыдержки сплава в магнитном поле «параллельные»
Истицы приобретают большую анизотропию вдоль по-
1я и практически исчезают «поперечные» частицы.

Понижение температуры распада в поле до 750—
г00°С (т. е. проведение распада в двухфазной области)
[риводит к развитию поперечных частиц и уменьшению
1низотропии частиц вдоль поля. Абсолютная величина
снижается но сравнению с обработкой в трехфазной
области, и ее максимум от времени достигается при бо-
лее длительных выдержках (35—60 мин) (рис. 3-9.6),
При таких выдержках наблюдаются более крупные ча-
стицы.

3-3. СТРУКТУРА, МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА И ХИМИЧЕСКИЙ
СОСТАВ а- И а'-ФАЗ ПРИ ВЫСОКОКОЭРЦИТИВНОМ
СОСТОЯНИИ СПЛАВОВ ЮНДК И ЮНДКТ

При термообработке без магнитного поля частицы
а'-фазы ориентируются длинными осями вдоль кристал-
лографических направлений типа <100>. При термо-
магнитной обработке сплавов частицы а'-фазы ориен-
тируются вдоль направления [100], составляющего наи-
меньший угол с направлением магнитного поля.
В результате возникает индуцированная одноосная маг-
нитная анизотропия.

Рис. 3-10. Микроструктура сплавов (а) ЮН14ДК24. (б) 1ОНДК35Т5.
(в)ЮПДК40Т8 в выебкокоэрцитивном состоянии [монокристал ты.
плоскость (100), X 40 000].

Иа рис. 3’10 показана микроструктура сплавов
ЮН14ДК24, ЮНДК35Т5 и ЮНДК40Т8 в 'высококоэр-
цптивном состоянии. Особенностью структуры высоко-
коэрцитивного состояния рассматриваемых сплавов яв-
ляется периодическое чередование стсржнообразных ча-
стиц а'-фазы, окруженных матрицей (a-фаза). В табл.
3-4 приведены средние размеры частиц, определенные
по электронномикроскопическим снимкам, и данные
рентгеноструктурного анализа сплавов типов ЮНДК 11
ЮНДКТ [319].

Константы одноосной индуцированной анизотропии
К„ сплавов ЮН14ДК24Б. ЮНДК35Т5 и ЮПДК40Т8,
измеренные на монокристаллах сплавов в высококоэр-
цитивном состоянии, а также константы кристаллогрЯ'
128
Ыческой анизотропии /<! сплавов приведены в табл. 3-5
К-20].

1 Значения Ки превышают К, более чем на порядок.
Сопоставление экспериментальных температурных зави-
м остей Ли и Нс исследованных сплавов обнаруживает

Таблица 3-4

t 1 Сплав НсВ-.< кА/м J Средние" разме- ры частиц, мкм Постоянные решеток, нм Относитель- ный объем
с ° а' Va-Va,
Vo
*ЭДК24 48 0,04X0,01X0,2 4—6 0.287 0,287 0,283 0.007
ИЙДК24Б 60 0,04X0.04X0,2 4-6 0,28? 0,287 0,288 0,007
ИНДКЗОТб 95 0,035X0,035X0,3 10—12 0.287 0.286 0,?°1 0,031
НДК35Т5 115 0.03X0,03X0,4 13—16 0.28? 0,285 0,201 0.031
Et’lK40T7 145 0.02X0,02X0,7 30—35 0,287 0,285 0,291 0.041
ЮНДК42Т8 150 0,03X0.03X1,0 33—40 0,287 0.285 0.292 0,050

Примечание. Уо—средний удельный объем: Уа—о*»ъем а-фазы: Va* —

Кем а'-фазы. Таблица 3-5
V Сплав кп-10-», Дж/М3 Л'1-10М-дж/мз
ЮН14ДК24Б ЮГДК35Т5 ЮГДК40Т7 1,58 2,37 2,30 + 1,2 —0,7 —1.0 Таблица 3-6
Сплав Тл V1 ъ мГ,. Тл Ml ’2. Тл
1ЮН14ДК24Б 0НДК35Т5 ГЮНДК40Т8 1,34 1,19 0,89 0,65 0,52 0,38 0,35 0,48 0,67 СО ОС С.С1Т. Ql СЧ Cl 0,088 0,0126 0,0378

* Н-оАЦ—намагниченность насыщении сплава; намагниченность

:ыщеяия а'-, и а-фяз соответственно.

их аналогию — наличие максимума в области 20—100°С
и сравнительно небольшое уменьшение значений Л’п и
Нс при изменении температуры в широких пределах.
Сопоставление температурной зависимости /<п, рассчи-
танной по уравнению A+=I/2z\A12sAA\|V2 с учетом тем-
пературного хода Ms а- и а'-фаз, с измеренной зависи-
9—199 |29
Хим

а'-фаза

Сплав

Fe Со Ni А1 Си
ЮНДК24 . -
ЮНДК24Б — —. —- —
Альнико 5 (типа 50-57,2 36,6—45,1 0-5 0-0,25 0-5,2
ЮНДК24) Альнико 8 (типа 50 42 1.5 5,0
ЮНДК35Т5) ЮНДК35Т5 4G 39,3 8,2 — 6,5
ЮНДК40Т8 37 50 8,0 — 6,0

1,1

/ / /

мостью показывает хорошее согласие [3-20]. Эти ре-
зультаты являются подтверждением той точки зрения,
по которой определяющей причиной высококоэрцитив-
ного состояния является анизотропия формы частиц
сильномагнитной фазы.

Намагниченность насыщения фаз в высококоэрци-
тивном состоянии определялась методом магнитострук-
турного анализа [3-20] па основе исследования темпера-
турной зависимости магнитных характеристик сплавов.
Относительные объемы yj и тг, занимаемые фазами а'
и а соответственно, определены на основе анализа элек-
тронно-микроскопических снимков сплавов, а также со-
поставления измеренных и расчетных величин констант
анизотропии Ки. Полученные таким образом намагни-
ченности насыщения обеих фаз (Л!,) для рассматривае-
мых сплавов приведены в табл. 3-6.

Анализ свойств структурных составляющих сплавов
в высококоэрпитивном состоянии показывает, что на-
магниченность насыщения а'-фазы весьма велика и для
сплавов ЮНДК35Т5 и ЮНДК40Т8 близка к значению
намагниченности насыщения бинарных сплавов Fe-Co;
намагниченность насыщения a-фазы составляет лишь
несколько десятков гаусс. Относительный объем, зани-
маемый а'-фазой, уменьшается при переходе к сплавам
с увеличенным содержанием кобальта и дитапа, что на-
ходится в качественном согласии с соответствующим
уменьшением насыщения и возрастанием коэрцитивной
силы сплавов.

Наряду со структурными и магнитными исследова-
ниями природы а- и а'-фаз применяются методы опре-
130
фа’, %

а }>аза

С( ы.тка на
литературу

ГFe Q, Ni Al C-1 Ti
117,6 37,3 13,8 31,3 I 1 4 (3-21J
119,6 32,8 14,7 33,2 — ——
14—52,2 0 -6,75 26,4—36,4 18,6—19,0 0,7—1 — [3-22]
112,2 22,9 37,7 13,9 3.1 10,2 [3-23]
116,3 28,3 23,1 18,1 —. 14,2 13-24]
(19,4 29,4 19,1 14,3 —. 17 ]3-25]

^еления

химического состава фаз. В табл.

3-7 приведе-

*ны результаты анализа состава фаз основных сплавов
ОНДК и ЮНДКТ, полученные различными физико-хи-
мическими методами и подтвержденные магнитными и
||структ\ рными измерениями модельных сплавов [3-21 —
рЗ-25]. Обращает на себя внимание полное отсутствие
Цтитана в а'-фазе и меди в а фазе сплава. По-видимому,
(|таксе перераспределение меди и титана обусловливает
Них влияние на структуру и свойства фаз, а также на ха-
Црактер распада.

II Для проверки правильности определения составов
||фаз сплава 1ОНДК35Т5 в [3-26] были сняты мессбауэ-
Цровские спектры фаз — модельных сплавов. При этом
J получено, что спектр а'-фазы представляет собой шесть
линий магнитной сверхтонкой структуры, а спектр а-
| фазы — синглетную па-
|1рамагнитную линию. На-
' Вложение этих спектров
} дает картину, соответ-
I ствующую спектру исход-
| кого сплава. Структура
I енльномагнитной а'-фа-
зы, упорядоченной по

Рис. 3-11. Схема размещения
атомов в кристаллической ре-
шетке слабомагнитной а-фазы
сплава ЮНДК35Т5.

Q-е: ф-Ь; О-g (J~<
типу р-латуни и имеющей Состав, соответствующий
строке 5 табл. 3-7, может быть представлена сле-
дующим образом: элементарная ячейка кристалли-
ческой решетки а'-фазы представляет собой объ-
емно-центрированный куб с преимущественным распо-
ложением в вершинах куба атомов железа, а в цен-
тре— атомов кобальта. Остающиеся свободными узлы
решетки занимают атомы никеля и меди. Структура
a-фазы при учете ее упорядочения по типу РезА1 может
быть представлена (рис. 3-11) так; атомы алюминия и
титана размещены в центрах малых кубов двух иодре-
шеток — в узлах с и d, а атомы железа, кобальта, ни-
келя— в вершинах кубов а и Ь. Кроме того, около 10%
узлов остаются вакантными и могут быть также заняты
атомами железа, кобальта, никеля, которые и могут
быть причиной слабою ферромагнетизма а-фазы [3-26].
Результаты исследований магнитных свойств модельных
сплавов а- и а'-фаз находятся в согласии с выводами
магнитоструктурного анализа сплавов о более высоком
значении магнитного насыщения а'-фазы по сравнению
с а-фазой.

3-4. ПРОЦЕССЫ ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЯ В СПЛАВАХ ЮНДК
И ЮНДКТ

Сплавы ЮНДК и ЮНДКТ обладают высокими зна-
чениями намагниченности насыщения (poAls=l,O-:-
1,2 Тл) и константы индуцированной одноосной анизо-
тропии (/<„=2 :-2,5Х 105 Дж/м3) вследствие анизотро-
пии формы частиц а'-фазы. По данным § 3-3 можно
предположить, что перемагничивание этих сплавов про-
исходит вращением векторов намагниченности однодо-
менных анизотропных частиц а'-фазы.

Перемагничивание однородным вращением векторов
намагниченности однодоменных частиц должно приво-
дить к весьма высоким значениям коэрцитивной силы
[см. уравнение (1-54)]. Однако теоретические значения
11с оказываются недостижимыми, так как однородное
вращение в реальных частицах имеет место только на
первых стадиях процесса перемагничивания («обрати-
мый поворот»). Коэрцитивная сила определяется одним
из механизмов неоднородного вращения векторов намаг-
ниченности частиц. В [3-27] сделана попытка определе-
ния возможного механизма перемагничивания в сплавах
ЮНДКТ. Выбор приводился на основе сравнения изме-
132
ренных значений коэрцитивной силы с ее значениями,
рассчитанными согласно модели неоднородного враще-
ния векторов намагниченности. Необходимые для расче-
та характеристики частиц, определенные эксперимен-
тально на монокристаллах сплавов ЮНДК35Т5АА и
ЮПДК40Т8АА, имеют значения, приведенные в
табл. 3-8.

Таблица 3-8

Сплав Свойства часгиц а'-фазы Я, кА/м С Константа кристал- лической анизо- тропия сплава. Kt. 10* Дж/м’
ИоМ5. Тл R, нм P=Ud
ЮНДК35Т5АА О о — > — 15 15 118 — 1,0
ЮНДКЮТЯАА 2,26 10 25 145 —1,4

Критический радиус /?кр, ниже которого перемагни-
чивание происходит однородным вращением векторов на-
магниченности (для бесконечно длинного цилиндра),
равен:

(1-59)

где /1 — константа обмена.

В табл. 3-9 приведены соответствующие значения
критического радиуса частиц а'-фазы и отношения 5=
=R/Rkp, где /? —радиусы частицы, рассчитанные для
ряда значений А.

Табл и ц а 3-9

А, 10-» Дж/м
ЮНДК35Т5 ЮНДК40Т8
0,4 3,5 4,3 ’ 2,9
1,0 5,5 2,6 1,9
2,0 8,0 1,0 1,3

Данные табл. 3-9 показывают, что для частиц а'-фа-
зы R>RkP, Поэтому согласно расчетам процесс их пере-
магничивания может заключаться в «вихревом» измене-
нии направления векторов намагниченности (см.§1-8,в).

Для расчетов Нс в |3-27] использовали среднее зна-
чение константы обмена, равное 10~п Дж/м. Если при-
нять, что частицы а'-фазы имеют форму вытянутых сфе-
роидов, то согласно модели «вихревого» перемагничива-
133
ния коэрцитивная сила частиц рассчитывается по
формуле (1-60) (габл. 3-10).

Таким образом, модель «вихревого» перемагничива-
ния для частиц в форме сфероидов приводит для сплава
ЮПДК35Т5 к значениям Нс, близким к измеренным па
опыте, а для сплава ЮПДК40Т8— к завышенным зна-
чениям. Однако, согласно электронно-микроскопическим

Т об лица 3-10

Сплав N S С НсМ* кЛ/м
ЮНДК35Т5 0,15 260 2.6 1,1 148
1ОНДК4ПТ8 0,05 У0 1,9 1,09 268

снимкам сплава ЮНДК40Т8АА, частицы а'-фазы имеют,
скорее, форму «земляного ореха», чем сфероида. Поэто-
му значение /Л-этого сплава рассчитывают, представив
частицы а'-фазы в виде цепочки сфер [3-27]. Тогда вы-
ражение для коэрцитивной силы по модели «вихревого»
перемагничивания имеет вид [3-28]:

^C = 2^MS^,21~^,

а коэрцитивная сила сплава, рассчитанная по этому
уравнению, составляет 128 кА/м, т. е. имеет значение,
близкое к измеренному (табл. 3-8).

Учет кристаллографической анизотропии лишь незна-
чительно увеличивает рассчитанные значения Нс спла-
вов (примерно на 8 кА/м), так как константа кристалло-
графической анизотропии невелика по сравнению
с константой индуцированной одноосной анизотропии.

Согласно модели «вихревого» перемагничивания
коэрцитивная сила частиц сильно зависит от их радиу-
са. Поэтому разброс частиц а'-фазы по поперечным раз-
мерам может приводить к значительному отклонению
кривой размагничивания от идеальной и уменьшению
магнитной энергии сплава.

До сих пор не удалось непосредственно наблюдать
доменную структуру сплавов ЮНДК и ЮНДКТ, в кото-
рой размеры доменов равняются размерам структурных
составляющих (порядка 10—15 нм). Наблюдаемые на
этих сплавах макроскопические домены с помощью по-
134
рожковых осадков и эффекта Керра по своим размерам
во много раз превышают размеры структурных состав-
ляющих. Картина наблюдаемой доменной структуры су-
щественно отличается от вида доменной структуры из-
вестных одноосных ферромагнетиков (кобальт, марга-
нец, висмут, бариевый феррит и др.). Учитывая большую
плотность упаковки частиц в сплавах типа ЮНДК» при-
роду макроскопических доменов можно объяснить силь-
ным магнитостатическим взаимодействием между части-
цами [домены магнитного взаимодействия (ДМВ)].

Подробное исследование доменной структуры на мо-
нокристаллах сплавов 1ОНДК24 и ЮНДК35Т5 проведе-
но в [3-29, 3-30].

3-5. ВЛИЯНИЕ СОДЕРЖАНИЯ ОСНОВНЫХ КОМПОНЕНТОВ
НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА СПЛАВОВ

а) СПЛАВЫ ГРУППЫ ЮНД

В промышленности применяются сплавы, содержащие
20—30% Ni и 10—15% А1, оптимальная термообработка
которых — непрерывное регулируемое охлаждение от
температуры а-твердого раствора. На рис. 3-12 приведе-
ны зависимости Вг и Нс от содержания алюминия и ни-
келя в указанных пределах [3-1], относящихся к образ-
цам сечения 12У12 мм2, охлажденным на воздухе.

Рис. 3-12 Зависимость магнитных свойств сплавов альни от со-
держания алюминия и никеля.

Содержание никеля. %: / — 15; 2 — 20; 3 — 22,5; 4 — 25; 5 — 27 5; 5 — 30*
7 — 32-
С увеличением содержания никеля и алюминия Вг падает,
а Нс имеет максимум при соотношении содержания ни-
келя и алюминия, таком же как в соединении NiAL
Видно, что свойства тройных сплавов без дополнитель-
ного легирования весьма чувствительны к колебаниям
состава.

Известно, что медь повышает коэрцитивную силу и
воспроизводимость результатов термообработки. Введе-
ние ее позволило несколько снизить содержание алюминия
(при данном количестве никеля), наиболее отрицательно
влияющего па остаточную индукцию. ГОСТ 17809-72
«Материалы магнитотвердыс литые. Марки и техни
ческие требования» ограничивает номенклатуру сплавов
этого типа тремя марками: ЮНД4 и ЮНД8, а также
сплавом ЮНТС. Последний имеет сравнительно высокое
содержание никеля (32—35%), поскольку присадка
1 —1,5% Si резко замедляет (а—+а')-превращение.
Это уменьшает также зависимость магнитных свойств от
толщины отливки.

б) СПЛАВЫ ГРУППЫ ЮНДК

Серия работ по совместному легированию сплавов
системы Fe-Ni-Al кобальтом и медью [3-5] показала,
что присадка этих элементов в количестве 12—15% и
6—4% соответственно позволяет снизить молярное со-
держание никеля и алюминия примерно до 20% каждо-

го при получении относительно высокого уровня остаточ-

ной индукции (более
0,7 Гл) и коэрцитивной
силы (более 44 кА/м).
На рис. 3-13 показано
влияние кобальта в пре-
делах 12—24%; одновре-
менно приведены кривые,
определяющие оптималь-
ные количества никеля и

Рис. 3-13. Зависимости маг-
нитных свойств сплавов
ЮНДК от содержания кобаль-
та. совмещенные с кривыми,
определяющими оптимальное
содержание никеля и алюми-

ния,
алюминия в зависимости от содержания кобальта, обес-
печивающие возрастание Вг и (ВН)тах и поддержа-
ние значений Нс па максимальном уровне 13-5].

Систематические исследования влияния основных
компонентов па фазовые превращения и магнитные свой-
ства сплавов ЮНДК позволили создать несколько типо-
вых сплавов, содержащих 18 и 24% Со при различном
соотношении никеля и алюминия. На рис. 3-14 показано

Рис. 3-14. Зависимости магнитных свойств сплава ЮНДК24 от со
держания алюминия при 13,5% Ni (и) и никеля при 9% Л1 (б).

влияние этих элементов на магнитные свойства сплавов
с 24% Со [3-5]. Основные тенденции изменения Вг и Нс
с изменением содержания никеля и алюминия аналогич-
ны сплавам системы Fe-Ni-Al. Сплавы, содержащие 13,
14 и 15% Ni и 7.5—8,5% А1, обладают различным соот-
ношением Вг и Нс и примерно одинаковым уровнем
{ВН)

в) СПЛАВЫ ГРУППЫ ЮНДКТ

Значительное повышение коэрцитивной силы сплавов
оказалось возможным при повышении содержания ко-
бальта и титана в сплавах ЮНДК соответственно до
30—42% и 5—8%. При этом потребовалась корректиров-
ка состава по содержанию никеля и меди.
На рис. 3-15 приведены зависимости магнитпыл
свойств (£?,, Пс и 1/2 (В//) max) от содержания титана
сплава ЮНДК с 34% Со [3-4]. При увеличении содер-
жания титана НсВ возрастает примерно до 135 кА/м при
6,0% Ti, а затем несколько уменьшается; Вг уменьшает-
ся линейно, поэтому \/2(ВН) тах имеет максимум при
5% Ti (22 кДж/м3). При изменении содержания никеля

Рис. 3-15. Влияние титана на магнитные свойства
сплавов типа ЮНДКТ (34% Со).

-------без ТМО; -------с ТМО.

в этом сплаве в пределах 12—17% и меди 1—6% оста-
точная индукция падает, а Нс имеет максимум при
14,5% Ni и 4—4,5% Си. Наибольшее значение
1/2(ВН)тах получается при 14% Ni и 2,5% Си.

На основе этих данных были разработаны сплавы,
содержащие 6—8% Ti при 35% Со и более. По рекомен-
дациям Шскалова и Старченко [3-31], основанным на
данных о влиянии кобальта и титана на точку Кюри и
начала распада, верхние пределы содержания кобальта
в сплавах с 6—8% Ti составляют: 36% при 6% Ti, 38%
при 7% Ti и 40% при 8% Ti.
3-6. ВЛИЯНИЕ ПРИМЕСЕЙ И ЛЕГИРУЮЩИХ ЭЛЕМЕНТОВ
НА МАГНИТНЫЕ И ТЕХНОЛОГИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
СПЛАВОВ

В 60-х годах появилось много работ по влиянию на
физико-механические и технологические свойства спла-
вов различных химических элементов как в виде специ-
ально вводимых легирующих и технологических приса-
док, так и в виде примесей, случайно попадающих
в сплавы. Ниже приводятся систематизированные данные
о влиянии неосновных химических элементов в соответ-
ствии с их положением в периодической системе Менде-
леева.

I группа. Среди элементов этой группы изучено вли-
яние Н, Li, Na. К.

Водород. Является вредной примесью. В зависимо-
сти от типа шихты, состава сплава и способа выплавки
содержание его колеблется от 0,001 до 0,0001%. Выде-
ляясь из сплава в процессе кристаллизации, может при-
водить к образованию газовых раковин. Водород, рас-
творенный в твердом металле, приводит к искажению
кристаллической решетки и увеличивает хрупкость [3-32].

Литий. Оптимальное количество в качестве техноло-
гической присадки в сплавы ЮНДК составляет 0,05 %.
Укрупняет зерно и увеличивает магнитные свойства на
8—10%. Оказывает раскисляющее и дегазирующее дей-
ствие. Вводится в виде лигатуры AI-LI [3-33].

Натрий и калий. Эти элементы, попадающие в спла-
вы при использовании фтористых флюсов в количестве
0,01—0,015%, являются полезной примесью в сплавах
ЮНДК, оказывающей раскисляющее действие. Однако
специальное легирование ими нецелесообразно, так как
резко увеличивается окислясмость незащищенного флю-
сом жидкого металла [3-341.

II группа. Подгруппа ПА (Be, Mg, Са, Sr, Ва). Все
эти элементы имеют повышенное сродство с кислородом
и оказывают раскисляющее и модифицирующее влия-
ние. Оптимальное содержание присадок 0,05—0.1%
[3-33].

Подгруппа ПБ (Zn, Cd). Показано [3-35], что кад-
мий в количестве 0,1% и цинк до 0,3% способствуют
направленной кристаллизации сплавов типа ЮНДКТ.

III группа. Подгруппа ША. Средн элементов этой
подгруппы широко исследовано влияние лантаноидов
на структуру и свойства сплавов ЮНДК и ЮНДКТ.
Прежде всего следует отметить положительное влияние
церия, подтвержденное большим числом исследователей,
на магнитные и механические свойства. Оптимальное
количество церия в сплавах ЮНДК 0,1—0,2% [3-33]
ЮНДКТ—0,1% [3-36]. Оптимальные количества других
РЗМ в сплавах ЮНДК и ЮНДКТ: иттрия — 0,05%;
лантана — 0,1 %, самария — 0,1 %, диспрозия — 0,25%,
гадолиния — 0,005%, неодима — 0,005% [3-37]. Фрак-
тографический анализ изломов показал, что церий и
иттрий (по-видимому, и другие РЗМ) измельчают зерно,
улучшают состояние границ и уменьшают количество
неметаллических включений [3-36].

Подгруппа 1ПБ. В качестве легирующих и техноло-
гических присадок исследованы В, Ga и In.

Бор. Оптимальная присадка бора составляет 0,0025%.
При этом в сплавах ЮНДК сильно возрастает Нс при
небольшом снижении Бг. Повышает механические свой-
ства и снижает технологическую хрупкость благодаря
образованию твердых растворов внедрения. Предельная
растворимость бора в сплавах ЮНДК составляет
0,007% [3-38].

Галлий и индий. По данным [3-39] оптимальное со-
держание этих элементов в сплавах ЮНДК с 15
18%Со составляет: 0,5—1% In и 0,6—0,8 Ga. Предпола-
гается, что при этом повышается эффективность термо-
магнитной обработки указанных сплавов.

IV группа. Подгруппа IVA. Титан. Оптимальное коли-
чество легирующей присадки в сплавах типа ЮНД и
ЮНДК до 2%. Повышает коэрцитивную силу, улучша*
ет механические свойства (до 0,5%), температурную
стабильность, а также при тает сплаву полезные техно-
логические свойства: улучшает шлифусмость, уменьшает
вредное влияние углерода, обеспечивает возможность
проведения низкотемпературной обработки.

Цирконий. Оптимальное количество присадки в сплав
ЮНДК 0.3—0,5%. Цирконий более энергично, чем ти-
тан, подавляет (а-мх + у) -превращение [3-3]. Примени
ется для связывания углерода, улучшения шлифуемостп
и повышения коэрцитивной силы.

Гафний. Оптимальная присадка — до 1% в сплавы
ЮНДК. Способствует росту зерна, увеличению коэрци-
тивной силы Нг при неизменной остаточной индукции
Вг. Особенно эффективна присадка гафния для замены
титана, при этом получены сплавы с Нсв= 120-?-150 кА/м
с более высокой Вг при содержании гафния от 1,5 до
4,5% [3-40]. Сплавы, легированные гафнием частично
взамен титана, обладают меньшей технологической хруп-

костью.

Подгруппа IVБ. Углерод. При попадании в сплавы
при использовании низких сортов железа и кобальта
является вредной примесью. Присутствие углерода
в литых кристаллически изотропных магнитах в коли-
честве более 0,03% сни-

жает технологическую
воспроизводимость маг-
нитных свойств и приво-
дит к браку. В то же вре-
мя положительно влияет
на механические свойст-
ва. Раскисляющая спо-
собность углерода, эф-
фективность его действия
с точки зрения подавле-
ния окислов и стимули-
рования роста зерна ис-

Рис. 3-16. Кривые начала изотер-
мического (a-*a-rv Ьпрсвр чте-
ния в сплавах ЮНДК24 с раз-
личным содержанием углеро-
да, %.

/_о 05- 2 —ПЛД: J — 0.05; 4 — 0.07;
5-0,10 [3-Б].

пользуются в технологии
получения магнитов из
сплавов ЮНДКТ с на-
правленной кристаллиза-
цией [3-41, 3-42]. При
этом углерод (оптималь-
ное количество 0,05—

0,07%) вводится в сплав

совместно с серой (оптимальное количество 0.3—0,4%).

Механизм влияния углерода на фазовые превраще-
ния [ускорение (а + у)-превращения, рис. 3-16] и маг-
нитные свойства в значительной мере обусловливается

тем, что углерод преимущественно соспедоточивается
в участках с искаженной кристаллической структурой:
границы зерен, блоков, неметаллических фаз, куда он
вытесняется из а-твердого раствора элементами нике-
лем, алюминием, кремнием и др., не образующими
карбидов [3-43]. Состав с Ti (до 2%), Nbfao 1%) и
S (до 0,25%) способствует более равномерному распре-
делению углерода.

Кремний. В количестве до 02% является полезной
примесью [3-5]. так как увеличивает остаточную индук-
цию и магнитную энергию и способствует росту зерна;
при содержании более 0,2% влияет на режимы терми-
ческой обработки и является специальной легирующей
присадкой. Оптимальное количество 0,5—0,8%.

Влияние кремния как легирующего элемента, при-
ведшего к созданию новой серии сплавов типов ЮНТС.
ЮНДКС, зависит от содержания основных компонентов,
особенно никеля и алюминия [3-1]. Так, в сплавах ЮН

Рис. 3-17. Влияние ниобия на
магнитные свойства сплава
ЮПДК24.

с высоким содержанием ни-
келя (около 30%) и низким
содержанием алюминия
(10—12%) присадки крем-
ния способствуют резкому
увеличению Нс (до 60 кА/м)
В технологическом отноше-
нии эти сплавы характери-
зуются весьма низкой кри-
тической скоростью охла-
ждения и повышенной про-
каливаемостью. Кремний в
сплавах ЮНДК подавляет
(а+у) -превращение и су-
жает (а-^у) -область. Эта
область полностью замыка-

ется при 1,3% Si. Поэтому
гомогенизацию кремнийсо-
держащих сплавов можно
проводить в низкотемпера-

турной «-области.

Германий. Оптимальная присадка Ge составляет
1,5%. Несколько увеличивает интервал кристаллизации

и положительно влияет на магнитные свойства сплавов

ЮНДК [3-44].

Олово. По данным [3-39] его оптимальное количество
1,5—2%. Повышает на 10% магнитные свойства и эф-
фективность термомапштпой обработки сплавов ЮНДК.
Увеличивает температурный диапазон ликвидус — соли-
дус [3-44]. Олово и свинец в качестве примесей оказы-

вают охрупчивающее влияние.

Свинец. Способствует получению направленной кри-
сталлизации. Его оптимальное содержание 0,07%
[3-39].

V группа. Подгруппа VA. Ванадий. Является сильным
карбидизпрующим э юментом. Однако присадка ванадия
в количестве 0,5% в сплав 1ОПДК24 (0,05%С) не
'страняет у-распад при медленном охлаждении. Это
объясняется тем, что карбид V при температурах выше
050СС находится в диссоциированном виде [3-43].

Ниобий. Наиболее широко распространенный леги-
рующий элемент в сплавах ЮНД, ЮНДК и ЮНДКТ
। количестве до 3% (рис. 3-17) [3-45]. Положительно
рлпяет на магнитные и механические свойства и рост
оерна. В сплавах ЮНДКТ применяется для частичной
рамены титана с целью уменьшения технологической
срупкости. Одна из причин эффективного влияния нио-
>ия заключается в уменьшении вредного влияния угле-

Тантал. Оптимальная концентрация в сплавах
ЮНДК — 0,5%. Способствует транскристаллизации и
приводит к резкому увеличению Нс.

Подгруппа VA. Азот. Является вредной примесью.
Его содержание в кристаллически анизотропных сплавах
не должно превышать 0,002%. Азот сильно измельчает
зерно в литом состоянии. Отрицательное влияние на
механические и технологические свойства проявляется
в том, что нитриды и карбонитриды алюминия, титана
а ниобия сосредоточиваются по границам зерна, усили-
вают их охрупчивание и препятствуют росту.

Фосфор. Оптимальное содержание фосфора в спла-
вах ЮНДК и ЮНДКТ не должно превышать 0,1%.
Фосфор вплоть до 0,5% увеличивает технологическую
прочность [3-46].

Сурьма и висмут. В качестве примесей оказывают
охрупчивающее влияние. Способствуют (особенно вис-
мут) получению направленной кристаллизации. Опти-
мальные присадки — 0,1—0,15% [3-35].

VI группа. Подгруппа VIA (Сг, W, Мо). Несмотря на
свое карбидообразующее действие эти элементы оказа-
лись неэффективными для нейтрализации вредного влия-
ния С па магнитные свойства. Являются вредными при-
месями в количестве более 0,15% из-за резкого сниже-
ния магнитных свойств [3-1].

Подгруппа VIE (О2, S, Se, Те). В зависимости от при-
меняемых марок шахтовых материалов и способа вы-
плавки содержание кислорода в сплавах ЮНДК и
ЮНДКТ может колебаться от 0,02 до 0,005%. При со-
держании кислорода более 0,04%, что возможно при
длительном процессе расплавления, происходит замет-
нее падение магнитных свойств. Роль кислорода прояв-
лястся через влияние твердых оксидных включений.
Отмечено влияние повышенного содержания кислорода
и окислов на интенсификацию у-распада [3-47].

Наибольшее влияние оксидных включений прояв*
лястся в снижении механических и технологических
свойств, включая шлифуемость и возможность получения
направленной кристаллизации.

Сера. Оптимальная присадка серы составляет 0,2—
0,3%. Оказывает положительное влияние на процессы
кристаллизации. Разные авторы объясняют это следую-
щими причинами: пассивация окислов поверхностно-
активными сульфидами [3-48], устранение вредного
влияния нитридов [3-42], уменьшение концентрационно-
го переохлаждения [3-49]. Положительное влияние на
прочность и обрабатываемость связано с увеличением
работы распространения трещин внутри зерна.

Селен и теллур. Оказывают положительное влияние
на кристаллизацию, механические свойства и обрабаты-
ваемость при содержании до 0,2—0,3%. Показано
[3-50], что и селен, и теллур присутствуют в виде интер-
металлидов по границам зерен.

VII группа. Среди элементов этой группы представ-
ляет интерес марганец. Как примесь марганец вносится
шихтовыми материалами; при содержании до 0,2% мар-
ганец практически не влияет на магнитные свойства. При
более высоком содержании магнитные свойства ухуд-
шаются, особенно /7С, что связано, возможно, с его
у-образующим влиянием [3-1].

3-7. ШИХТОВЫЕ .МАТЕРИАЛЫ

Анализ показывает, что наиболее вредное влияние
на структуру и магнитные свойства магнитотвердых
сплавов оказывают кислород, азот, водород и углерод,
а также образованные на их основе неметаллические
включения и фазы. Разнообразие марок сплавов с раз-
личным уровнем магнитных и технологических харак-
теристик предопределяет использование широкой гаммы
шихтовых материалов, различающихся по содержанию
примесей. Перечень шихтовых материалов, используе-
мых в производстве литых постоянных магнитов, дается
в ГОСТ 17809-72. Согласно 17809-72 наиболее высокие
требования в отношении шихтовых материалов предъяв-
ляются при изготовлении сплавов ЮНДК35Т5АА й
ЮНДК10Т8АА.
В [3-32] описаны особенности производства, содер-
жание примесей и газов в материалах различных марок.
При выборе металлических шихтовых материалов необ-
ходимо учитывать, что применение той или другой сте-
пени чистоты исходных материалов должно быть согла-
совано со способом и технологией плавки, включая
материал футеровки тигля.

Использование Материалов высокой чистоты: чистого
железа, кобальта КО, никеля НО и других целесооб-
разно в том случае, когда от магнитов требуются пре-
дельно высокие магнитные свойства, обеспечиваемые
данным сплавом, весьма совершенная столбчатая или
монокристаллическая структура или особые требования
к поверхности магнитов. В этих случаях используется
вакуумная технология плавки с тиглем из окиси алю-
миния или высокоэффективный способ диффузионного
раскисления металла в открытой печи с основной футе-
ровкой. При массовом производстве магнитов, где не
предъявляется высоких требований к качеству поверх-
ности, уровню свойств магнитов, а решающее значение
имеет себестоимость, применяют материалы промыш-
ленной чистоты и упрощенные методы выплавки.

Оценка количества кислорода, вносимого шихтовыми
материалами, рекомендуемыми ГОСТ 17809-72, для про-
изводства изотропных сплавов и сплавов с направленной
кристаллизацией, показывает, что шихта содержит около
0,1% О2; 0,01% Н2, 0,005% Ы2 и 0,03% С, а для моно-
кристаллических сплавов («прецизионная» шихта) —
0,01% О2, 0,002% Н2, 0,002% N2 и 0,01% С.

3-8. СПОСОБЫ ПРИГОТОВЛЕНИЯ СПЛАВОВ

Металлургические принципы приготовления сплавов
на основе железа, кобальта, никеля с высоким содер-
жанием алюминия и титана и другими легирующими
элементами рассмотрены в [3-32].

В настоящее время общепринятым является метод
высокочастотного индукционного плавления в огнеупор-
ных тиглях. Другие методы плавки: электронно-лучевая,
аргонодуговая, электрошлаковая — не вышли за рамки
лабораторных исследований.

а) ОТКРЫТЫЕ СПОСОБЫ ПЛАВКИ

Эти способы используются для получения как кри-
сталлически изотропных магнитов, так и магнитов сна-
10—199 145
Условия плавки Концентрация неметаллических включений % (стн. %) ^держание газов, см3/100 г, (%) Магнитные свойства Ссылка на литературу
XJuiee О Н N Вг, Тл НсВ. кА/м кДж/м3
Общее SiOs ALO3 — Прочие
Кислый тигель, стекло1 1 0.0286 0.076 (30,49) 0.0162 (51.74) 0,0018 (П,77) — — — — 1,23 40,8 18 [3-321
IJ,91 — — — 1.2—1.27 44.8-52 - 13-51]
0,0650— 0,1128 0.0157— 0,0272 0.0495- 0.082 0,0005— 0.003)
2.50 2.85 6,56 127—1,30 44-48 17,2—17.6 [3-52]
0,0534 (16,67) (67,1) (16
Освоввач плавка 0,0374 (22,60) 69,72 (5,68) 9,70 3,45 5.97 0,28 1.22—1.23 40 15,2 р-51]
— — — — 1.32 40,8 23,2 (3-32]
Основная плавка с диффузионным рас- кислением синтетическими шлака- ми и криолитом 0,0170 0,0029 (18,59) 0.0119 (62,65) 0.0022 (18,76)
8.73 2.84 3,78 2,П 1,24-1,25 44-48 17.2—18,0 [3-52!
0,0251 (18,36) (58,51) (21.43)
— чО.ОЮ) — — 1,27—1.30 48-52,8 - 13-51]
Нейтральный тигель, криолит 0,028 0.0035 0,0217 0.0038

Кухне формы.

1 большее значе ше пэч/чею при разливке в сырые <}юрмы, меньшее — при разливке
правленной кристаллизацией. Для открытой выплавки
применяют промышленные печи типа ИСТ 0.06 с ем-
костью тигля до 60 кг. Обычно печи снабжают более
мощным генератором (следующим в размерном ряду)
с частотой 2400—2500 Гц. Рекомендуется также приме-
нение высокочастотного лампового генератора мощно-
стью 60 кВт с частотой 100—400 кГц, который при на-
личии сменных плавильных индукторов позволяет вести
плавки массой от 1 до 30 кг. При выплавке магнито-
твердых сплавов, как показывает практика, необходимо
подавать на печь высокую удельную мощность — поряд-
ка 2—3 кВт/кг. Тогда благодаря высокой скорости
плавки (1—2 кг/мин) обеспечиваются повышенное ка-
чество выпускаемого сплава, меньший угар и более точ-
ное соблюдение состава. Существует несколько модифи-
каций открытого способа плавки.

Плавка в кислом тигле

Этот способ плавки в набивном тигле из кварцита
или кварцевого песка под покровным слоем технологи-
146

ческого стекла до сих 'пор широко распространен в про-
мышленности. Стекло, образующее кислый шлак, имеет
состав 2,5 Na2OSiO2, температуру плавления около
1200°С, вязкость при 1450°С около 10 н-с/м2, поверх-
ностное натяжение 0,15—0,3 н/м. Распространению этого
способа плавки способствовали сравнительная просто-
та технологии и высокая термостойкость тиглей.

К недостаткам кислой плавки можно отнести следу-
ющие: покровное стекло относится к кислым шлакам и
является кислородо- и водородопроницаемым, а потому не-
достаточно эффективно для защиты расплава. Реакция
расплава с газами приводит к возникновению основных
окислов, которые, взаимодействуя со шлаком и футеров-
кой, образуют комплексные соединения, в результате
чего происходит потеря до 10—15% металла. Кроме то-
го, имеют место неравномерный и труднорегулируемый
угар алюминия, «зарастание» тигля шлаками, сложность
использования отходов.

Однако в условиях форсированного режима по этому
способу получают магниты из сплавов ЮНД и ЮНДК
10* 147
со свойствами на уровне ГОСТ 17809-72. При этом ис-
пользуются шихтовые материалы промышленной чисто-
ты: армко, кобальт К1, никель Н1 и другие с включени-
ем в состав шихты отходов от 20 до 50%.

В табл. 3-11 приведено содержание газов и неметал-
лических включений в магнитах из сплава типа
ЮНДК24 по данным различных работ. Видно, что кис-
лая плавка дает наиболее загрязненный металл. Глав-
ным образом по этой причине кислая плавка редко ис-
пользуется для литья магнитов с направленной кристал-
лизацией.

Плавка в основном (нейтральном) тигле без
специальных шлаков

При этом способе ие проводятся рафинировочные про-
цессы, но плавка в основном тигле (из магнезита или
окиси алюминия) с металлургической точки зрения бо-
лее оправдана, поскольку уменьшается вероятность вза-
имодействия расплава и окислов с футеровкой, а потери
металла уменьшаются до 5 -7%. Получается меньшая
газонасыщеипость и меиыпее содержание неметалличе-
ских включений. Недостатком способа является малая
стойкость набивных тиглей (50—100 плавок).

Иногда применяют готовые алундовые тигли, изго-
товляемые из плавленых окислов алюминия и обладаю-
щие наибольшей термостойкостью. Распространенным
способом является изготовление набивных магнезитовых
тиглей [3-32].

Порядок присадки компонентов по этому методу плав-
ки: железо, кобальт, никель—в основную завалку,
медь — после расплавления, алюминий и титан — перед
выпуском. Весь процесс проводят в форсированном ре-
жиме. При этом после присадки алюминия и тита-
на стремятся к возможно более быстрой разливке. Ука-
занная футеровка допускает перегрев металла то
1650°С.

С металлургической точки зрения представляет инте-
рес технологический вариант, известный пол названием
«магникол-процесс» [3-41]. Этот процесс применяется
для отливки магнитов с направленной кристаллизацией
и основан на совместном легировании сплавов типа
ЮНДКТ с высоким содержанием титана (8%) углеро-
дом и серой.
II Плавка в основных тиглях с применением
шнтетического известкового шлака и криолита
И Способ направлен на более эффективное использо-
вание открытой индукционной печи как полноценного
металлургического агрегата. Разработка этого способа
Кснована на исследовании рафинировочных процессов
II основном тигле [3-32]. Порядок приса тки компоисп-
||ов при плавке сплавов ЮНДК и ЮНДКТ: железо.
Кобальт, никель, медь: в период расплавления
||роводится формирование известковистого шлака
65% СаО, 20% MgO и 15% CaF2), который по оконча-
нии расплавления раскисляется боркальком [продукт
взаимодействия гашеной извести Са(ОН)2 с алюминием,
Состоящий из высокоактивного алюминиевого порошка,
вскрытого алюминатом кальция]. Присадка алюминия
и титана производится перед выпуском под криолит.
| Как видно из данных табл. 3-11, этот способ плав-
ки резко уменьшает общее количество неметаллических
включений и обеспечивает наивысший уровень магнит-
ых свойств.

| Металл, выплавленный по данной технологии
ЮНДК24), обладает не только высокими магнитными
Свойствами, но и хорошей пластичностью при горячей
кластической деформации. При повышении общей куль-
туры производства магнитов этот способ получит широ-
кое распространение.

Плавка в нейтральных тиглях из электрокорунда
к применением фторсодержащих флюсов —
виндукционно-флюсовая» плавка

I Исходным положением при разработке этой техно-

логии было то, что основными видами окислов в спла-

вах ЮНДКТ являются А120з и TiO2, для удаления ко-

торых наиболее целесообразно применять фториды алю-

миния и титана, содержащие ионы А1I * 3 * * * * В+ и ТР+ [3-53].

На базе указанных соединений предложен комплекс-
ный флюс (40% Na3AlFfi; 40% K2TiF6 и 20% AIF3),
применение которого позволило снизить брак по магнит-

ным свойствам сплава ЮНДК35Т5 и шире использовать
переплав отходов (литники и т. п.).

В промышленном производстве особое внимание при
разработке указанного способа плавки уделялось выбо-
ру материала и технологии изготовления набивных тиг-
149
лей с повышенной плотностью, противостоящих воздей-
ствию химически активных, жпдкоподвпжных фторидных
шлаков. Использование различных материалов показа-
ло, что наиболее стойки тигли из плавленого электро-
корунда и магнезита. Технология плавки состоит в за-
сыпке на дно тигля 1 —1,5% флюса (CaF2. MgF2 или
криолита), осадочном раскислении 0,2% А1 после ча-
стичного расплавления основной загрузки (Fe, Со. Ni
и Си), наведении свежего флюса (криолита при плавке
1ОИДК24 или комплексного флюса — при плавке ти-
тапосодержащих сплавов в количестве 3—8%. Алюми-
ний и титан вводят пол флюс, тщательно перемешивают
металл, выдерживают 2—3 мин и разливают иод флю-
сом. Такая разливка предусматривает использование
в литниковой системе шлакоуловителей.

Результаты исследования эффективности индукцион-
но-флюсовой плавки приведены в табл. 3-11. Этот спо-
соб позволяет использовать до G0% отходов.

Следует отмстить, что все описанные способы откры-
той плавки получили неодинаковое распространение,
что объясняется отчасти традициями отдельных пред-
приятий. При выборе технологии учитывают состав
сплава, сложность формы магнитов и требования к ка-
честву поверхности и магнитным свойствам, а также
условия кристаллизации отливок.

б) СПОСОБЫ ВЛКУУМНОП ПЛАВКИ

Выплавка сплавов ЮНДКТ в вакуумных печах в тиг-
лях из окиси алюминия находит все большее примене-
ние в технологии производства магнитов с направлен-
ной кристаллизацией и монокристаллической структу-
рой. Данные, приведенные в табл. 3-12 по сплаву
ЮНДК35Т5, показывают, что применение вакуума при
плавке дает лучшие результаты как по чистоте сплавов
от газов и неметаллических включений, так и по общему
уровню магнитных свойств [3-54J. Эю свидетельствует
об интенсивном протекании процессов дегазации при
вакуумной плавке и кристаллизации. В принципе общие
металлургические процессы, промышленная технология
вакуумной плавки сплавов ЮНДК и ЮНДКТ и обору-
дование не отличаются от общепринятых в производстве
жаропрочных и других прецизионных с плавов [3-321-

Установлено, что при вакуумной главке сплава
ЮНДК35Т5 количество неметаллических включений на
150
% меньше, а механические свойства на 20—30% выше
> сравнению с открытой плавкой по кислому процессу
д покровным шлаком из стекла [3-55]. Для простоты
называют вакуумной, если не оговаривается слеци-
ьно (как, например, в табл. 3-12), хотя вакуум
частую применяется лишь на определенном этапе
авки — дегазации твердой разогретой шихты или рас-
:ава.

Таблица 3-12

Я £ Вид плавки Содержание газов. % Содержание неметалли- ческих вклю- чений, % Магнитные свойства
О, На Na СуЛЬфиДЫ Нитриды и окисли |5 вГ £ X Js Я; I. 1
Исходная шихта* 0,0*270 0,00160 0.0076
1 Открытая (кис- лый тигель) 0,0132 0,0007 0,0026 0.037 0.034 0,79 126 17,6
2 Вакуумная» ваку- ум 10“» мм рт. ст., алундовый тигель 0,0041 0,0002 0,0016 0,025 0.006 0.84 126 19.5
3 Вакуумная, ваку- ум 10"» мм рт. ст., алундовый тигель 0,0037 0,00033 0.00051 0,013 0,003 0.86 126 21,9
4 В атмосфере ар- гона, алундовый тигель 0.0049 0,00029 0.0016 0,008 0.001 0,87 123 20.9

• Состав исходной шихты: алюминий А8\ никель электролитический Н1, кобальт
ь1. ;сселезо Армко ЭВП355, титан ВТ1, ниобий НО. медь вакуумной плавки МВ.

3-9. ХАРАКТЕР КРИСТАЛЛИЗАЦИИ СПЛАВОВ СИСТЕМЫ
Fe-Co-Ni-Al

Теоретические представления о процессах кристалли-
зации сплавов рассматриваемой системы базируются на
теории концентрационного переохлаждения бинарных
сплавов [3-56]. Необходимо отметить ряд особенностей
сплавов ЮНД, ЮНДК и ЮНДКТ, осложняющих проте-
кание процессов кристаллизации: миогокомпонентность,
сравнительно широкий интервал кристаллизации, высо-
кая температура плавления, а также высокое сродство
к кислороду и азоту таких элементов, как алюминий и
титан, приводящее к образованию устойчивых неметал-
лических включений и фаз.
Несмотря на имеющиеся трудности в получении не-
обходимой кристаллической структуры многокомгюнент-

пых сплавов, опыт показывает, что можно активно
влиять на процесс кристаллизации. Это достигается

тремя путями:

1) присадкой легирующих элементов, которые изме-
няют параметры кристаллизации сплавов и тем самым

Рис. 3-18. Участок квазибинар-
ной системы ЮНДК24-Т1.
/ — линия «ликвидус»; 7 — линия
«солидус».

оказывают влияние на кон-
центрационное переохлаж-
дение;

2) выбором чистоты ис-
ходных шихтовых материа-
лов, способа и плавки и до-
бавок, снижающих актив-
ность зародышей кристалли-
зации;

3) регулированием усло-
вий кристаллизации, т. е.
температурного градиента
в зоне кристаллизации G и
скорости роста /?.

Рассмотрим соответст-

вие реальных процессов кристаллизации сплавов ЮНДК
и ЮНДКТ теоретическим и экспериментальным поло-
жениям, разработанным в основном для бинарных си-
стем.

Прежде всего отметим, что среди всех компонентов
титан в наибольшей мере влияет на интервал сосущест-
вования жидкой и твердой фаз сплавов ЮНДК. На
рис. 3-18 изображен участок квазибинарной диаграммы
ЮНДК24-Т1 по данным [3-57]. Видно, что титан из-за
ограниченной растворимости в твердом состоянии вызы-
вает концентрационное переохлаждение. В той же ра-
боте микрозондированием поверхности раздела твердой
и жидкой фаз определен коэффициент распределения
титана между обеими фазами (рис. 3-18), оказавшийся
равным 0,53. Анализ показал, что монокристаллы спла-
ва типа ЮНДК24 имеют ячеисто-дендритное строение
и ликвацию компонентов по осям и межосным про-

странствам.

В [3-58—3-60] изучалось влияние химического соста-
ва сплавов ЮНДК и ЮНДКТ на процессы кристалли-
зации монокристаллов при постоянных температурном
градиенте и скорости роста. При увеличении содержа-
|ия кобальта и титана при переходе от сплава ЮНДК24
Г ЮПДК35Т5 и ЮНДК40Т8 происходит постепенное
[взвитие ячеек-дендритов, что объясняется изменением
Ьэффицпептов распределения химических элементов,
оследпее подтверждается данными [3-59], из которых
лледует, что интервал кристаллизации при переходе от
Клава ЮНДК24 к сплавам ЮНДК35Т5 и ЮНДК40Т8
следовательно возрастает. При исследовании процес-
|г>в кристаллизации установлено, что сплавы ЮНДК
| ЮНДКТ кристаллизуются при наличии концептра-
|иоппого переохлаждения расплава с образованием
чсисто-дендритной структуры [3-60].

110. ПОЛУЧЕНИЕ МОНОКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ МАГНИТОВ

1) ВЫРАЩИВАНИЕ МОНОКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ЗАГОТОВОК

Технология получения монокристаллических магни-
ов базируется на видоизмененном методе Бриджме-
а. Его особенностью является применение моно-
ристальпой затравки и создание высокого градиента
емператур вдоль направления кристаллизации. В со-
ггветствии с теорией концентрационного переохлажде-
ия для осуществления монокристалыюго роста маг-
итотвердых сплавов необходимо:

применение чистых шихтовых материалов;

исключение пли уменьшение образования твердых
породных частиц в расплаве путем выбора способа
[лавки;

высокое значение параметра GfR путем разработки
еобходимой тепловой схемы кристаллизации, где G —
радиепт температуры в зоне кристаллизации, R —
[корость роста кристаллов.

В [3-61] обсуждаются вопросы выбора материалов
способа плавки, обеспечивающего высокую произво-
[ительность промышленной технологии. Сравнивались
[ва способа плавки для получения шихтовой заготов-
ки: вакуумный с применением чистых материалов и
открытый с применением технических материалов. При
выращивании монокристаллов из шихтовых заготовок,
Юлученнпых открытым способом, предъявляются более
кесткис требования к режимам роста: высокий гради-
ент температуры, малая скорость роста, высокая ста-
билизация температуры и скорости. Однако заготовки,
Выращенные из сплава, полученного открытой плавкой,
153
как правило, содержат до 50%

«паразитных»

лов. Магниты из таких заготовок имеют
годного по магнитным и механическим

низкий

крис

тал

выход

свойствам

качеству шлифованной поверхности.

Создание промышленной технологии получения м0

покристальных магнитов связано с разработкой
ального оборудования (кристаллизатор-201) и

специ

систем

Рис. 3-19. Устройство теплового узла для
щивания монокристаллических заготовок.

многопозиционпого

вира-

/ — индуктор: 2 —кольцевой холодильник; 3 — графитовый нагреватель: 4 —
теплоизоляционный экран; 5 — огнеупорная форма; 6—- донный ^торцевой)
холодильник; 7 — затравочный кристалл; 5 —шихтовая заготовка; 9 — графи-
товые кольца.

автоматического регулирования процессов выращива
ния [3-62]. На рис. 3-19 показано устройство теплово
го узла для многопозиционного выращивания монокри
стальных заготовок.

Многопозиииоииое выращивание достигается тем

что

в тепловом устройстве, имеющем нагревательный эле
мент 1 и жестко связанный с ним кольцевой холодила
ник 2, вместо одной огнеупорной формы с загрузкой
располагается несколько (3—12) форм 5, а для устра-
нения радиальных температурных перепадов и создания
необходимой конфигурации теплового поля в нагрева-
тельном элементе устройство снабжается четырьмя
Вранами: графитовым 3, который одновременно выпол-
Ьет роль теплового экрана и нагревателя при исполь-
кании высокочастотного нагрева, и тремя теплоизоля-
Ьонными экранами 4, окружающими графитовый эк-
Ьн-нагреватель со всех внешних сторон. Экраны жест-
fc связаны с индуктором и кольцевым холодильником
» перемещаются вместе относительно неподвижных
Борм, расположенных на донном холодильнике 6.

й Для обеспечения совершенного («беспаразитного»)
Отравления монокристалла в устройстве используется
онный холодильник. В начальный момент кристаллиза-
ции, когда затравки 7 находятся вне зоны действия
юльцевого холодильника, необходимый осевой градиент
[емпературы на фронте кристаллизации 200°С/см обес-
печивается донным холодильником 6, наружный диа-
метр которого сопряжен с внутренним диаметром коль-
цевого холодильника. Вторая роль донного холодильника
) данном устройстве — фиксация фронта кристалли-
зации в таком месте теплового поля нагревателя, где
аксимальный осевой градиент температуры и мини-
мальные радиальные тенлопотоки. Как было установле-
но опытным путем, это место находится на расстоянии
Ю—20 мм от нижнего торца графитового экрана-нагре-
1ателя. Для фиксации фронта кристаллизации донный
юлодильник в момент начала роста монокристаллов
Останавливается на уровне нижнего торца графитового
гагревателя. Такое расположение донного холодильника
к позволяет фронту кристаллизации сместиться в зону
[не графитового экрана-нагревателя, где радиальные
рплопотоки увеличиваются по мере приближения
I кольцевому холодильнику. Температура подплавления
ртравок устанавливается опытным путем по предвари-
ельному эксперименту. В процессе роста монокристал-
лов и удаления фронта кристаллизации от донного хо-
юдильника необходимая фиксация осуществляется
(втоматическим поддержанием температуры, установ-
ленной в начальный момент кристаллизации.

Во избежание вытекания металла из огнеупорных
►орм-тиглей в устройстве используются тонкие опорные
рафитовые кольца 9, которые плотно надеваются на
Пунцовые тигли в наиболее вероятных местах трещино-
бразования (у затравки, в местах с большим устано-
очным зазором между тиглем и поликристаллическим
литком S). При возникновении трещин в тигле опорные
кольца не позволяют им расширяться и металл не вы.
текает.

Описанная схема многопознциинного выращивания
обеспечивает выход 90 ;и годных «беснаразитных» моно-
кристаллов. Производительность процесса возрасгает
в 3—12 раз за счет одновременного выращивания не-
скольких монокристаллов в единице оборудования за
один цикл процесса.

В результате исследований была разработана техно-
логия выращивания монокристаллических заготовок
диаметром 10—60 мм, длиной до 400 мм.

Тепловой узел размещается в камере, в которой соз-
дается предварительный вакуум (более ЬЗ-Ю-Ща),
а затем напускается с небольшим избытком инер1ный
газ (гелий или аргон) для предотвращения окисления
поверхности шихтовой заютовки и затравочного кри-
сталла. Практически используемая скорость кристалли-
зации составляет 100—150 мм/ч. Опыт эксплуатации
монокристаллических магнитов с коэрцитивной силой
115—145 кА/м в различных изделиях электротехничес-
кой и приборостроительной промышленности выявил
ряд дополнительных требований, которые могут быть
удовлетворены только при использовании «беспаразит-
ных» монокристаллов. К ним, в частности, относятся
однородность магнитного поля разноименных полюсов
магнита и симметричность распределения индукции
вдоль полюсных дут. В соответствии с этими требова-
ниями любое количество «паразитных» зерен в моно-
кристаллической заготовке является браковочным приз-
наком. Технология роста должна также обеспечить
минимальные размеры и разориентировку блоков и од-
нородность химического состава [3-62, 3-63].

б) ВЗАИМОСВЯЗЬ МАГНИТНЫХ свойств

С СОВЕРШЕНСТВОМ КРИСТАЛЛИЧЕСКОГО СТРОЕНИЯ
МОНОКРИСТАЛЛОВ

Основной причиной возникновения ячеисто-дендрит-
ной структуры является оттеснение легирующего эле-
мента («примеси») к поверхности раздела жидкой и
твердой фаз, поэтому процесс затвердевания сопровож-
дается различными видами сегрегаций. Предполагая, что
химическая неоднородность ячеисто-дендритной струк*
туры может отразиться на структуре и свойствах Фа3
а и а' высококоэрцитивного распада, в [3-64, 3-65] РаС'
156
мотрены уровень неоднородности («структурных несо-
1ершенств») монокристаллов и се влияние на магнитные
[арактеристнкл. Анализ макроструктуры монокристал-
лов ЮНДК и ЮНДКТ позволил качественно установить,
до переход от сплава ЮНДК24 к сплаву 1ОНДК40Т8
юпровождается увеличением степени внутрикристалли-
[еской ликвации.

Расстояние от оси дендрита, мкм

L . I I ! 1 I I I 1 I i 1 _1 J

! 200 WJ0 400 200 I

Ось дендрита Ось дендрита

Рис. 3-20 .Кривые микрозондировапия моно-
кристаллов ЮНДК40Т8АА в осях и межосных
пространствах дендритной структуры (6=
=100 К/см; /?=40 мм/ч).
На рис. 3-20 приведены результаты микрорент-
геноспектрального анализа монокристаллов сплавь
ЮНДК40Т8АА в плоскости дендритных осей первого
порядка [3-65]. Характер хода кривых интенсивности
свидетельствует о сегрегации меди, титана и железа на
периферии дендритной ячейки (коэффициент распреде-
ления этих элементов менее 1) и алюминия и ни-
келя в оси дендрита (коэффициента распределения бо-
лее 1). Коэффициент распределения кобальта равен 1.
В табл. 3-13 приведены значения коэффициентов распре-

Таблица 3-13

Скорость *=Сц/Сп
рос га, мм/ч Ti Си Л1 1?е С» Xi
10 0,8 0,7 1,6 0,9О 1 >0 1,10
400 0,85 0.8 1,3 0,95 1,0 1,05
7(10 0,9 0,9 1.2 1,0 1 0 1,02

деления компонентов сплава К, оцененных но отношению
концентрации элемента в центре дендрита Сц к концент-
рации элемента на периферии дендритной ячейки Си,
при этом 7<=Сц/Сп.

Видно, что с увеличением скорости роста К всех
элементов стремятся к единице и, следовательно, сни-
жается степень впутрикристаллической ликвации.

Регулирование режимов роста: увеличение темпера-
турного градиента до 220 К/см и скорости выращивания
выше 100 мм/ч приводит к уменьшению размеров ден-
дритных ячеек и междендритных пространств, умень-
шению впутрикристаллической ликвации, подавлению
обратной ликвации.

Полученные результаты (табл. 3-14) показывают,
что с изменением химического состава сплава при пе-
реходе от сплава ЮНДК24 к ЮНДК40Т8 происходит
увеличение размеров и разориеншровки блоков первого
и второго порядка. Увеличение скорости роста и тем-
пературного градиента приводит к уменьшению размеров
субзерен, разорпентировка их изменяется незначительно.

Выявленные неоднородности химического состава
приводят к нсоптимальности режима ТЛЮ для отдель-
ных участков монокристалла. В результате участки
с различной макронеоднородностью характеризуются
различной степенью дисперсности и анизотропности пр0'
158
дуктов высококоэрцитивного распада. Влияние физичес-
кой неоднородности в виде блочности проявляется,
по-видимому, в появлении в структуре распада взаимно
перпендикулярных частиц.

Поскольку уровень химической и физической неод-
нородности монокристаллов регулируется режимами
выращивания, было проведено исследование влияния
последних на магнитные свойства [3-64—3-66]. Уровень
магнитных характеристик термически обработанных мо-
нокристаллов ЮНДК35Т5АА, выращенных при различ-
ных режимах, приведен в табл. 3-15.

Таблица 3-14

Сплав Режим роста Структура I порядка Стрсктура II порядка Размер дендритов, мм
R, мм/ч <7, К/см Разориектировка блоков Размер блоков, мм Ра зориентировка б токов, мин Размер блоков, мм
максималь- кая, град средняя, мин
1ОНДК24 40 100 2 10 1-3 1—5
ЮНДК35Т5 40 100 2 10—20 1-4 1—5 0.5 0,5-0,7
400 220 — 10—20 1,0-1.5 1-5 0.2 0,2
ЮНДК40Т8 40 100 4 10 2—5 1-10 0,7 0,7—1,0
400 220 10-30 1,0-1,5 1—5 т 0.2 а б л и 0,2 ца 3-15

Режимы роста Магнитные свойства после полного цикла ТМО
G, К/см R, мм/ч Вг, Тл Нсв кА/м ’«««W КДж/м3
100 40—60 1,06—1,20 115—128 32—44
220 100—150 1,06—1,15 124-135 46—50
220 200—400 1,06—1,15 120—128 42—46

Некоторое снижение свойств при увеличении
/?>150 мм/ч можно объяснить увеличением плотности
дислокаций, влияющих на неоднородность структуры
(а + а')-распада. Соответственно более однородная
структура и более совершенная текстура продуктов
распада достигаются при оптимальном режиме роста
(строка 2 в табл. 3-15).
3-11. ПОЛУЧЕНИЕ МАГНИТОВ С НАПРАВЛЕННОЙ
КРИСТАЛЛИЗАЦИЕЙ

В изделиях, где требуются высокие магнитные свой-
ства магнитов с простой геометрией — параллелепипеды,
цилиндры и т. п.» применяются сплавы с направленной
кристаллизацией.

Производство таких магнитов связано с разработкой
кристаллически анизотропных сплавов типа ЮНДК.
Узкий интервал кристаллизации этих сплавов [3-59]
и небольшое количество неметаллических включений по
сравнению со сплавами типа ЮНДКТ облегчают полу-
чение столбчатой структуры зерен путем сравнительно
простых приемов осуществления однонаправленного
теплоотвода.

Одним из распространенных в промышленности спо-
собов является литье в неподвижные огнеупорные кера-
мические формы с внешним обогревом в печи-кристал-
лизаторе. На рис. 3-21 [3-67] приведена схема процес-
са. Литейная форма помещается в кристаллизационную
печь с силитовыми нагревателями на медный холодиль-
ник. Для сплава ЮНДК25БА в печи поддерживается
температура 1400—1450°С. После прогрева формы в нее
заливается перегретый металл. При использовании этого
способа затвердевание происходит с переменной ско-
ростью в зависимости от расстояния фронта кристалли-
зации от холодильника. Критическая скорость кристал-
лизации для сплава ЮНДК35БА 50 мм/мин: при скорости
кристаллизации больше критической образуется зона
равновесных зерен. Кроме того, установлено, что путем
снижения скорости кристаллизации достигается умень-
шение угла разориентировки столбчатых кристаллитов.

Разработаны способы внепечной направленной кри-
сталлизации сплавов ЮНДК25БА, в том чиле отливка
в обогреваемые до 1300°С огнеупор-
ные формы или в формы из экзотер-
мических смесей, установленные па
холодильник. Практический интерес
представляют способ литья в много-

Рис. 3-21. Схема литья магнитов с направлен-
ной кристаллизацией в печи-кристаллизаторе
при неподвижной литейной форме.

7 _ кристаллизационная печь; 2 — аалнвочнпс OTi^P*
стие; 3 — литейная форма; 4 — водосхлаждаемыЙ хо-
лодильник; 5 — силитовый нагреватель.
Местные или в «сотовые» формы [3-68] и заливка по
методу обогрева металла металлом [3-69]. Этими спо-
собами могут изготовляться магниты из сплавов ЮНДК
I ЮНДКТ/

При применении многоместных форм последние из-
готовляются из огнеупорных материалов (рис. 3-22).
Этношение объема сот к объему формы должно быть
иаксимальпым (более 0,5). Толщина перегородок 2 мм.
Подогретая до 1200—1400°С форма устанавливается на

Рис. 3-22. Схема сотовой
формы.

/ полость формы: 2 — форма:
3 — теплоизолирующий каркас: 4 —
холодильник; 5 — прибыль: 6 —
столбчатые кристаллы.

Рис 3-23. Схема литья маг-
нитов с направленной кри-
сталлизацией в холодные
песчаные формы по методу
«обогрева мет? пла метал-
лом».

/ — обогревающий пояс; 2 —
отливки магнитов; 3 —холо-
дильник.

ХОЛОДИЛЬНИК.

Этим способом получают

магниты

из

сплава

сталлов

типа ЮНДК25БА с зоной ориентированных кри-
до 75 мм с 1/2(В//)п1пх=32 кДж/м3. //с=60 кА/м

Вг=1.39 Тл.

Формы могут изготовляться из окислов

алюминия, циркония или магния по методу выплавляе-
мых моделей [3-68]. В зависимости от формы и сечения
образцов длина зоны направленных кристаллитов сос-
тавляет 85—140 мм.

На рис. 3-23 приведена схема процесса по способу
обогрева металла металлом [3-69]. Холодные песчаные

и
формы, изготовленные из кварцевого песка с крепителем
типа 4ГУ, устанавливаются на стационарный холодиль-
ник. По этой технологии не требуется специального обо-
рудования для обогрева форм и применения специаль-
ных огнеупорных формовочных материалов. Литье
магнитов может быть осуществлено в условиях любого
неспециализированного литейного цеха. Способ является

Рис. 3-25. Граница между
столбчатой и равноосной кри-
сталлизацией в зависимости
от содержания алюминия и
титана в сплаве и количе-
ством совместной присадки
углерода и серы (кривая А —
по данным [3-42], кривая Б —
по данным [3-41]).

Рис. 3-24. Соотношение
между количеством титанг
в сплаве (по анализу) и
присадкой серы (по ших-
те), обеспечивающей на-
правленную кристаллиза-
цию.

X—X — равноосная
О—О — столбчатые
ты, длина зоны
50 мм.

структура;
кристалли-
не короче

эффективным при литье магнитов простой формы из
сплавов ЮНДКТ; в качестве технологических присадок
используются сера (до 0,3%) и углерод (0,05—0,07%).
На литниковую систему и обогревную рубашку идет
около 50% металла, однако отходы используются пол-
ностью.

Совершенствование методов внепечиой кристалли-
зации применительно к титансодержащим сплавам
ЮНДКТ, имеющим более широкий температурный
интервал кристаллизации и большое число возможных
162
Центров зарождения кристаллитов, развивалось в на-
правлении легирования технологическими присадками и
усовершенствования технологии плавки. Наиболее рас-
пространенной присадкой в сплавах ЮНДКТ является
сера в количестве 0,2—0,25% [3-49]. При содержании
титана более 6% эффективна присадка теллура до 0,8%
[3-59]. На образование столбчатых кристаллитов в спла-
вах с высоким содержанием титана благоприятно влия-
ет совместная присадка серы и углерода. Основные эта-
пы технологии открытой плавки рассмотрены выше. На
рис. 3-24 приведена зависимость рекомендуемой добав-
ки серы от содержания титана в сплаве (пределы вво-
димого углерода остаются одинаковыми для всех спла-
вов данного типа — 0,05%) [3-41]. Кроме того, на длину
столбчатой зоны влияют температурный режим плавки
и время выдержки расплава после введения углерода.
Данная технология была разработана для получения
отливок массой 3 кг при использовании разогретых
одноместных огнеупорных форм и брусков массой 60 г
диаметром 15 мм при использовании многоместных
форм. На рис. 3-25 показано соотношение зон столбча-
той и равновесной кристаллизации в зависимости от
произведения AIXTi и суммы S+C по данным [3-41,
3-42]. Магникол-процесс требует меньшего количества
присадок и обеспечивает большую длину столбчатой
зоны.

Основные параметры процесса направленной кри-
сталлизации — скорость продвижения фронта кристал-
лизации и температурный градиент трудно регулировать
при методах, основанных на внепечной кристаллизации.
Кроме того, эти способы не позволяют получать на всех
сплавах отливки большой длины и поперечного сечения.

В [3-70] описан вакуумно-кристаллизационный спо-
соб и проведен анализ условий формирования кристал-
лической текстуры крупногабаритных магнитов из
сплава ЮНДК35Т5. Плавильно-кристаллизационная
установка (рис. 3-26) состоит из камеры плавки и кри-
сталлизации, вакуумного блока и щитов управления.
Плавка проводится в алундовом тигле. В печи-кристал-
лизаторе применяется нагреватель в виде графитовой
трубы. Для получения длинных слитков с направленной
кристаллизацией форму вытягивают из печи с помощью
механизма перемещения холодильника. В приведенном
опыте литейная форма, полученная по выплавляемым
моделям, позволяла отливать четыре образца сечением
28X35 мм, высотой 170 мм. Рассмотрим характер про-
движения фронта кристаллизации при направленном
затвердевании. Параметры процесса: температура за-
ливки 1600°С, температура нагревателя 1550°С, через
9 мин после заливки формы начиналась протяжка ее со
скоростью 3 мм/мин. Как следует из рис. 3-27, сразу

Рис. 3-26. Вакуумная плавильно-кристаллизационная установка.

/ — блок вакуумный: 2 — печь-кристаллизатор; 3 — клапан предохранитель
ный; 4 — индуктор; 5 — дозатор; б —ломик шарнирный; 7 — цепная передача:
8 — трансформатор; 9 — холодильник.

после заливки скорость движения фронта кристалли-
зации очень высока, однако она быстро уменьшается и
через И—12 мин достигает минимума. За это время
фронт кристаллизации успевает продвинуться на 35—
40 мм. Вследствие опускания формы скорость продви-
жения фронта кристаллизации медленно увеличивается
и на расстоянии 90 мм от холодильника становится
равной скорости протяжки формы. В соответствии с этим
164
процесс затвердевания происходит по следующим ста-
диям: затвердевание сплава при неподвижной литейной
форме, при этом происходит формирование затравочной
зоны; после переходного этапа происходит затвердева-
ние с установившейся скоростью движения фронта,
контролируемое режимом опускания холодильника. Мак-
роструктура определяется изменением температурного

Рис. 3-27. Кривая про-
движения фронта за-
твердевания.

S — расстояние от холодиль-
ника.

100 200 100 *09 50U 600
5 /! -'с у

. •_____________________!----1

2 7 6 S :о 12

R. .w* /г*ин

_______I____’______________!----1

13 20 ЛО 1-0

G/K-103, К'с{с*г

Рис. 3-28. Изменение усло-
вий кристаллизации при за-
твердевании сплава в ва-
куумной плавильно-кри-
сталлизационной установке.
сопыг Срасч —соответственно
опытные и расчетные темпера-
турные градиенты перед фрон-
том кристаллизации; К — ско-
рость продвижения фронта
кристаллизации: б — толщина

затвердевшего слоя.

градиента и обобщенного
параметра G//? по высо-
те слитка. Градиент в зо-
не установившейся ско-
рости движения фронта
кристаллизации составил
согласно измерениям
70—75 К/см. На первой
и второй стадии гради-
ент непостоянен. График
изменения G/R по высо-

те отливки (рис. 3-28) показывает, что на участке 0—40 мм
параметр G/R увеличивается и происходит совершенст-
вование структуры затравки. При этом интенсивный
рост G/R осуществляется, начиная с зоны 20 мм, где
появляются вытянутые зерна и происходит процесс их
выклинивания. На участке выше 40 мм G/R снижается.
На последнем этапе G/R изменяется слабо.

Установлено, что при G!R< 10000 К-с/см2 возможно
нарушение столбчатой структуры, с увеличением GIR
Рис. 3-29. Схема установки для изготовления магнитов с направленной кристаллизацией
по способу высокочастотного нагрева форм.

/ — ламповый генератор: 2 — шинный подвод: 3 — механизм подъема кристаллизатора; 4 — огнеупорная
литейная форма (!750’С); 5 — заливочные ковши; б—графитовый нагреватель; 7 — перемещающийся j
3 — огнеупорная шахта; ч — холодильник; 10 — индукционная плавильная печь.
до 20000 К-с/см2 текстура совершенствуется. Дан-
ным способом удается получить слитки из сплава
ЮНДК35Т5БА со столбчатой кристаллической струк-
турой длиной более 230 мм и сечением до 500 мм2.
Средний уровень Чг(ВН)тах находится в пределах 40—
48 кДж/м3.

На рис. 3-29 приведена схема установки для полу-
чения магнитов с направленной кристаллизацией по
способу высокочастотного нагрева форм в период кри-
сталлизации. Существует несколько модификаций таких
установок, отличающихся способом вывода форм из зоны
} нагрева. Во всех случаях используется открытая индук-
ционная плавка вне нагревательного устройства уста-
новки. При использовании открытой плавки и методов
печной кристаллизации сплава ЮНДК35Т5БА в уста-
новках высокочастотного нагрева форм типа «Кристалли-
затор-1М> получена соответствующая вышеприведенной
зависимость структуры от условий кристаллизации: ско-
рость роста в первые 10 мип после заливки для сплава
ЮНДК35Т5БА составляет 2 мм/мин, затем падает до
1 мм/мин и. когда холодильник выходит из зоны дей-
ствия нагревателя, составляет 4—5 мм/мин [3-71]. Ппи
этом для получения текстурованных магнитов с энер-
гией 32—36 кДж/м3 (па 60% магнитов) и 36—44 кДж/м3
(на 25% магнитов) необходимо поддерживать темпера-
турный градиент па фронте кристаллизации порядки
60 К/см. G/R должно составлять (12—15)-103 К-с/см2.

При кристаллизации сплавов с большим содержанием
титана (7%) и совместном легировании серой (0.4%) и
углеродом (0,05%) необходимо увеличивать температу-
ру нагрева формы до 1570—1600вС и уменьшать ско-
рость вытягивания слитка до 1,5—2 мм/мин, т. е. уве-
личение содержания титана ведет к необходимости
увеличения параметра G/R. Максимально достигнутый

Таблица 3-16

Угол пазоопенптповкп» град, при сечении от.ъгвки на расстоянии от кототпльникл
30 мм 75 мм 160 мм
7,5; 12; 6,4 5,5; 4,5; 4,5 3; 4,5; 3
17; 17; 17’ 17; 15; 20 8,5; 4; 14 4,5; 4; 3,5 4;’4; 11
уровень свойств составляет: Вг=0,98 Тл, ЯсВ=145 кА/м,
'/2(ВН)тах=42 кДж/м3. В табл. 3-16 приведен анализ
разориентировок столбчатых кристаллитов на различной
высоте слитков сплава ЮНДК40Т7А, полученных при
скорости вытягивания 1,5 мм/мин [3-72].

Видно, что в процессе кристаллизации происходит
выклинивание кристаллов, причем в нижней части оно
идет интенсивнее. Ликвация по высоте слитка кобальта,
никеля и алюминия не обнаружена. В зоне слитка на
расстоянии 30—70 мм от холодильника наблюдается
снижение содержания мели, титана, серы и углерода.
Распределение компонентов по высоте слитка связано
со степенью прохождения разделительной диффузии,
скорость которой обратно пропорциональна скорости
движения фронта кристаллизации.

Рассмотрение технологических схем осуществления
направленной кристаллизации показывает возможность
широкого отбора вариантов в зависимости от размеров
магнитов, марки сплава, требуемого уровня магнитных
характеристик, а также объема выпуска и некоторых
производственных и эксплуатационных показателей.

3-12. ТЕРМИЧЕСКАЯ И ТЕРМОМАГНИТНАЯ ОБРАБОТКА
СПЛАВОВ

Задачей термической и термомагнитной обработки
сплавов является получение оптимальной структуры, оп-
ределяющей заданный уровень магнитных свойств.
С точки зрения формирования высококоэрпитивпого
состояния процессы распада, протекающие при терми-
ческой обработке всех сплавов, характеризуются двумя
основными стадиями [3-1]: морфологической, в резуль-
тате которой создаются оптимальная геометрия и ориен-
тировка частип фаз — продуктов распада, и диффузион-
ной, на которой формируются окончательный состав,
кристаллическое строение и магнитные свойства фаз

л) СПЛАВЫ НА ОСНОВЕ СИСТЕМЫ Fe-N'1-AI

Вледствие недостаточно высокого уровня магнитных
свойств эти сплавы находят ограниченное применение
во вновь разрабатываемых изделиях. Тем не менее не-
которые закономерности термической обработки сплавов
системы Fe-Ni-AI имеют общий характер, и их рас-
смотрение необходимо дня понимания термообработки
современных сплавов типа ЮНДК и ЮНДКТ.
Применяемые в производстве оптимальные режимы
мической обработки, зависящие от химического сос-
а, обычно предусматривают получение максимально
можной магнитной энергии (в случае необходимости
[учения различного соотношения Вт и Нс рассматри-
□т влияние изменения режима на эти характеристи-
I. В практике термической обработки сплавов альни
юльзуют два способа: закалка исходного а-твердого

раствора с последующим
«отпуском » (обр аботка
I типа) и непрерывное
охлаждение из области
a-твердого раствора с кри-
тической скоростью (об-
работка II типа). На
рис. 3-30 приведены за-
висимости коэрцитивной
силы от состава сплавов
Fe-Ni-Al (вдоль луча
Fe-NiAl), полученные при
обработках I и II типов
[3-13]. Режимы обработ-
ки в пределах каждого
варианта отвечают мак-
симуму Нс.

Сравнение результа-
тов двух типов термооб-
работки показывает, что
сплавы Fe-NiAl можно
подразделить на две
группы, различающиеся
по свойствам и оптималь-

0 20 «Z7 60 80 100NM

Полярное содержание

Рис. 3-30. Зависимости коэрцитив-
ной силы сплавов альни от соста-
ва вдоль луча Fe-NiAl тройной
диаграммы после различных ва-
риантов термической обработки.

а — после закалки и отпуска; б — по-
сле непрерывного охлаждения с кри-
тической скоростью.

ным способам обработки. В сплавах с молярным содер-
жанием Fe более 45% (51% Fe) максимальная коэр-
цитивная сила получается после термообработки с не-
прерывным охлаждением от температур 1100—1250°С
(из области однофазного a-твердого раствора). В спла-
вах с молярным содержанием Fe менее 45% коэрцитив-
ная сила намного выше после закалки с последующим
отпуском при оптимальной температуре. Это правило
в основном справедливо и для других сплавов типов
ЮНД, ЮНДК и ЮНДКТ.

Причины различия оптимальных способов обработки
объясняются зависимостью морфологии и кинетики рас-
пада данных сплавов йт температуры (см. § 3-2,6). 11а
политермическом разрезе диаграммы Fe=NiAl (см.
рис. 3-1) в (а+а')-области и приведена эксперименталь-
но установленная линия, обозначающая ферромагнитное
превращение а'-фазы на основе Fe. Видно, что точка
Кюри большинства используемых сплавов ЮНД (740—
760°С) намного ниже температуры начала распада. Поэ-
тому ТМО таких сплавов неэффективна.

Таблица 3-17

Сечение образца. ММ* Среда1
Вода при 20°С Масло Вода прн 100ЛС Струя воздуха Спокойный воздух Печь
8X8 180 120 55 17 10 0.1
12X12 120 50 25 12 7 0,1
20X20 70 32 10 6 4 0,1

1 Скорость охлаждения в районе 900"С, К/с.

Основными параметрами термической обработки
сплавов ЮНД являются температура гомогенизации
1250—1270°С (1200°С для сплава ЮНТС) и скорость
охлаждения («нормализации»): ЮНД4 3—5 KJc; ЮНД8
20 К/с; ЮНТС 1—3 К/с. Значения этих параметров за-
висят главным образом от содержания никеля и алю-
миния [3-1, 3-5]. Критическую скорость охлаждения
в зависимости от состава сплава и массы магнитов ре-
гулируют выбором охлаждающей среды и количеством
одновременно обрабатываемых магнитов. В табл. 3-17
приведены значения скоростей охлаждения в различных
средах от 1250°С для образцов различных сечений в ок-
рестности температуры 900°С.

Сплавы с повышенным содержанием никеля и меди
(типа ЮНД8), относящиеся к группе сплавов с моляр-
ным содержанием железа менее 45% (51% Fe), приоб-
ретают оптимальные свойства после закалки с после-
дующим отпуском в интервале температур 600—700°С.
Кремний в сплаве ЮНТС, несмотря на повышенное со-
держание никеля, почти в 3 раза уменьшает критическую
скорость, и магнитам после гомогенизации дается не-
прерывное охлаждение.

Изменяя в известных пределах состав сплава и ре-
жим охлаждения, можно для каждого конкретного
170
магнита добиться требуемого сочетания магнитных
свойств. Так, магниты массой более 0,5 кг из сплава
ЮНД4 не могут быть охлаждены с большой скоростью,
поэтому содержание никеля в них должно быть ниже,
а алюминия выше, чем v магнитов массой 200—300 г
[3-1].

В связи с зависимостью свойств от состава сплава,
режимов охлаждения и массы магнитов необходимо при
контроле или отработке технологии проводить подбор
режимов термообработки с помощью технологических
образцов, имеющих одинаковую с магнитами приведен-
ную поверхность.

б) СПЛАВЫ ЮНДК с ПОНИЖЕННЫМ СОДЕРЖАНИЕМ КОБАЛЬТА
(ДО 15%)

Введение кобальта в сплавы ЮНД с пониженным
содержанием никеля (20—22%) и алюминия (9—14)
приводит к одновременному повышению точки Кюри и
изменению температуры начала (а->а+а')-превраще-
ния (от 760 до 950°С в сплаве ЮНД4 и от 800 до 860°С
в сплаве ЮНДК15.

Кроме того, кобальт в сочетании с никелем расши-
ряет область существования у-фазы и замедляет (а+
+а') -превращение. Заметное влияние кобальта на фазо-
вые превращения вызывает необходимость корректиров-
ки режимов термообработки.

Инкубационный период (а+у) -превращения в об-
ласти минимальной устойчивости a-фазы в сплавах,
содержащих до 15% Со, еще достаточно велик, порядка
60 мин, однако в массивных отливках у-фаза может вы-
делиться при затвердевании. Температура гомогениза-
ции сплавов ЮНДК повышается до 1270—1290°С.
Непрерывное охлаждение на воздухе при термообработ-
ке должно дополняться низкотемпературным отпуском.

Данные сплавы менее чувствительны к массивности
отливки (свойства образцов сечением 8X8 и 20X20 мм
близки), однако для более крупных магнитов необходи-
мо поддерживать алюминий на верхнем, а никель на
нижнем пределе состава сплава, рекомендованного
ГОСТ 17809-72.

Для стандартного сплава ЮНДК 15 режим терми-
ческой обработки состоит в подогреве магнитов от 20
до 800°С в течение 6—8 ч; далее проводится нагрев до
1280°С, выдержка 15—45 мин и охлаждение на воздухе
со скоростью 2—5 K/c примерно до 600°С. Далее сле-
дует завершающий отпуск при 580—600°С в течение
4—6 ч [3-5].

в) ЭФФЕКТИВНОСТЬ ТЕРМОМАГНИТНОЙ ОБРАБОТКИ
СПЛАВОВ ЮНДК И ЮНДКТ

Известно, что влияние термомагнитной обработки
сплавов Fe-Co-Ni-Al системы проявляется в создании
в материале дополнительно ко всем видам анизотропии
внешней или наведенной одноосной анизотропии, обус-
ловленной текстурой продуктов (а4- а') -превращения.
Основными условиями эффективного влияния магнит-
ного поля на процессы распада являются близость точки
Кюри и температуры начала распада и осуществление
термомагнитной обработки ниже точки Кюри. В связи
с этим большое практическое значение имеет определе-
ние этих параметров.

Таблица 3-18

Сплав Течператгрэ начала распяла, Т , °C ! S Точка Кюри вылепяющеПся при Г*. °C Условная точка К тори сплава. °C
ЮН14ДК24 860 810 850
ЮН14ДК24Б 860 810 850
ЮН14ДК24БЗ 850 ЯПО 840
ЮН14ДК24Т2 860 820 850
ЮН14ДК24Т5 870 820 840
ЮН14ДК24Т8 880 820 840
ЮНДК35Т5 (34 Си) 860 810 850
ЮНДК35Т5 (4о/о Си) 850 800 840
ЮНДК4ПТ8 (1% Си) 890 820 870
ЮНДК40Т8 (3% Си) 890 820 860
ЮНДК40Т8 Си) 880 810 850

Как указывалось выше, широкая гамма сплавов раз-
личается главным образом содержанием кобальта и
титана (сплавы ЮНДК и ЮНДКТ). Содержание этих
компонентов в большой степени определяет соотношение
температур магнитного превращения и начала (а-Ь
+а')-распада. Экспериментальный анализ зависимостей
температуры магнитного превращения от температуры
отжига сплава или температуры переохлаждения в диа-
пазоне, охватывающем а- и (а-Ьа'4-а")-области, по-
казывает (результаты этого анализа приведены в
172
табл. 3-18) [3-73], что для большинства сплавов ЮНДК
и ЮНДКТ исходный твердый раствор и выделяющаяся
а'-фаза при температуре начала распада Та немагнитны.
Распад при температурах ниже Ts приводит к изменению
химическою состава а'-фазы и увеличению ее точки
Кюри. При определенной величине переохлаждения
(па 10—30е ниже Л) выделяющаяся а'-фаза ста-
новится магнитной. Эту температуру условно мож-
но можно назвать точкой Кюри сплава. С дальнейшим
переохлаждением точка Кюри а'-фазы увеличивается и
начинает превышать Ts.

Та б липа 3-19

Сплав Температура роман, г г лого нрашев'ш npt лажденип. |>ер- пре- 1 OV- *С Температура резкого vne пе- ни 1 li пэ*л ох- с * таждежт Т , °C Разность тем- пера р 7^ и ючкч F при -Х-фйЗЫ 5Ц)И Т . •С СЛ'1
ЮНД4 720 960 0 0,53
ЮНДК 15 800 830 10 0,66
ЮНДК 18 820 800 10 0,74
ЮНДК24 340 825 30 0,91
ЮНЛК35Т5 835 820 40 0,75
ЮН14ДК24С 810 805 35 0,94
ЮН13ДК24С 815 800 35 0,92

В тех случаях, когда точка Кюри сплава ниже тем-
пературы распада, для эффективного воздействия маг-
нитного поля на распад необходимо, чтобы температура
Кюри а'-фазы была нс ниже температуры, которая
определяет оптимальное высококоэрцитивное состояние,
т. е. температуры, при которой формируются оптималь-
ная геометрия и состав частиц а'-фазы. В [3-74] была
сделана попытка экспериментальным путем определить
соотношение между ферромагнитным превращением
(температурой Кюри) и температурой высококоэрци-
тпвного распада (табл. 3-19).

За оптимальную температуру зысокоэрцитивного
превращения принималась температура резкого подъе-
ма коэрцитивной силы. Из табл. 3-19 следует, что ТМО
наиболее эффективна для сплавов с содержанием ко-
бальта не мопсе 18% (ЮНДК18); для этих сплавов
выполняется условие 0>Тр. При этом эффективность
ТМО, оцениваемая по отношению аг/ав, пропорциональ-
на разности (0—Гр), где 0 — температура Кюриа'-фа-
зы, выделяющейся при температуре в интервале Гр —
— (Тр — 30°С) (на сморфологической» стадии распада).
Гр—температура резкого увеличения Не. Результаты,
приведенные в табл. 3-19, еще раз подтверждают, что
близость Г» и 0 сплава является необходимым услови-
ем эффективного влияния магнитного поля на структу-
ру и магнитные свойства магнитотвердого материала.
Действительно, термическая обработка сплава типа
ЮНД4 при температурах ниже точки Кюри сплава
приводит к получению текстуры продуктов распада,
однако это соответствует значительному переохлажде-
нию твердого раствора и приходится на столь позднюю
стадию распада, когда огрубление структурных элемен-
тов сопровождается резким спадом Нг.

Практика термомагнитной обработки показывает,
что оптимальная температура термической обработки,
при которой достигаются максимальные свойства, со-
ответствует температуре точке Кюри а'-фазы, выделя-
ющейся при Г, (последняя близка точке Кюри исходно-
го твердого раствора). Это хорошо иллюстрируется на
примере зависимости магнитных свойств от температуры
изотермической термомагнитной обработки сплава
ЮНДК35Т5.

г) ТЕРМИЧЕСКАЯ ОБРАБОТКА СПЛАВОВ ТИПОВ ЮНДК И ЮНДКТ

Различают два вида термической обработки магни-
тотвердых сплавов ЮНДК и ЮНДКТ: термическую
обработку на у-фазу с целью облегчения контурной
обработки магнитов (отжиг второго рода) и термомаг-
нитную обработку, одна из стадий которой осуществля-
ется в магнитном поле с целью придания сплаву опти-
мальных магнитных свойств.

При термической обработке на у-фазу магнитотвер-
дый материал или магнит обладает низкими магнитны-
ми свойствами и достаточно высокими механическими
характеристиками для обработки магнитов не только
методами шлифования, по и методами горячей обработ-
ки (штамповки, резки, прокатки). В структурном со-
стоянии с у-фазой магнитотвердый материал может
подвергаться шлифованию на грубых режимах при
большем съеме металла с поверхности за один проход
по сравнению с высококоэрцитивным состоянием. Тер-
мическая обработка заключается в медленном нагреве
174
до температуры 1050—1100°С со скоростью 100 К/Ч,
выдержке при этой температуре около 2 ч и в медлен-
ном, с той же скоростью, охлаждении до комнатной
температт ры.

ЮНДК (18—25% Со)

Термомагнитная обработка этих сплавов проводится
в несколько стадий: нагрев до температур гомогениза-
ции («отжига первого рода») со скоростью 100 К/ч
(температура гомогенизации превышает фазовую об-
ласть и+у на 50—100°), после выдержки — охлаждение
от температуры гомогенизации со скоростью, предот-
вращающей выделение у-фазы, до температуры начала
(а—>-а-|-а')-распада, охлаждение в магнитном поле
с критической скоростью («морфологическая» стадия
распада), обеспечивающей оптимальную морфологию и
геометрию продуктов распада а- и а'-фаз, и, наконец,
завершающий «отпуск» («диффузионная» стадия распа-
да) для формирования оптимального состава фаз.
В результате сплав приобретает максимальные магнит-
ные свойства.

После термообработки в магнитном поле и отпуска
сплав приобретает сильную наведенную анизотропию.
Структура сплавов состоит из частиц двух фаз а и а'
стержневидной формы, ориентированных вдоль направ-
ления магнитного поля (если направление поля совпа-
дает с направлением типа <001 > для монокристалла)
или ориентированных вдоль промежуточного направле-
ния, между направлением поля и ближайшей кристал-
лографической осью типа <001> (для поликристалла).

В табл. 3-20 приведены свойства некоторых сплавов
этой группы на последовательных стадиях термообра-
ботки.

Анализ изменения фундаментальных магнитных па-
раметров сплава типа ЮНДК24 в процессе ТМО пока-
зывает, что рост Вг, Нс и (ВН)тах связан с повышением
Ки с самого начала обработки за счет увеличения ани-
зотропии формы частиц и последовательного совершен-
ствования их текстуры. Наряду с увеличением анизо-
тропии существенный вклад вносит увеличение разности
намагниченности насыщения а- и а'-фаз в процессе от-
пуска за счет перераспределения компонентов между
фазами, о чем свидетельствует уменьшение точки Кюри
слабомагнитной фазы [3-76].
Основными параметрами технологии ТЛЮ сплавов
ЮНДК являются: температура гомогенизации или тем-
пература закалки, режим охлаждения в верхнем тем-
пературном диапазоне в области (а—>а + у)-превраще-
ния, режим охлаждения в нижнем температурном
диапазоне в области (а—>а+а')-превращения в при-
сутствии магнитного поля, режим отпуска.

Таблица 3-20

Марка сплава Эг.хп ТМО Магнитные свойства
Ц . Тл Нс, кА/м кДж/ Is
1 1,28 3G 14
ЮН14ДК24 И 1 ,25 48 20
111 1,13 52,8 22
1 1,33 44 22
ЮН14ДК25БА 11 1,32 52 30
111 1,30 60 32

П,р и м е ч а в и е I — Выдержка при 128 1 С. далее охлаждение из воздухе до
91ю°С.со скоростьн 1Г.0—200 С/с и атам при наложенш. внешне о магнитны© паи ю
6ОО"С со,скоростью 0,"—0,7эС/с; II —1.4- 630сС —2 ч, III — II 4- 560 С —10 ч.

Цель гомогенизации — перевод сплава в однофазное
а-состоянис и выравнивание состава по объему магни-
та. Поэтому температура гомогенизации (или закалки)
располагается выше верхней температурной границы
(а+у)-области и ниже температуры начала размягче-
ния. Для большинства указанных сплавов ЮНДК тем-
пература гомогенизации лежит в пределах 1270—1320°С.
Зависимость Вт и Нс от температуры закалки сплавов
типа ЮНДК показывает, что при отсутствии в исходной
структуре а. -фазы допускается закалка из области тем-
ператур 930—950°С — области повышенной устойчиво-
сти a-твердого раствора. Для сплавов, содержащих
титан, допустима термообработка при 1000—1100°С.
Низкотемпературная обработка особенно эффективна
для сплавов, легированных кремнием.

Выдержка иод закалку при температуре гомогени-
зации составляет примерно 5—7 мин на 1 см толшины
магнита.

Режим охлаждения в (аЧ-у)-области определяется
инкубационным периодом при температуре минимальной
устойчивое]и а-1 верною раствора. При этом учитывает-
ся содержание гаммаобразуюших элементов (кобашга,
176

Рис. 3-31. Зависимость
магнитных свойств спла*
ва ЮН14ДК25БА от
скорости охлаждения
Vox л в магнитном поле.

никеля, меди) и альфаобразующих элементов (алюми-
ния, титана и кремния). Наиболее сильно влияние ти-
тана и кремния. Добавка титана и кремния в количест-
ве по 0,5% в сплав ЮН14ДК24 увеличивает инкубаци-
онный период при 1100°С с 3 мин при отсутствии этих
элементов до 20 и 10 мин соответственно. Это позволяет
применять единую скорость охлаждения во всем темпе-
ратурном интервале 1280—600°С.
Нижней температурной гра-
ницей регламентации скорости
охлаждения, предотвращающей
(а + у) -распад, является об-
ласть повышенной устойчивости
a-твердого раствора 900—850°С.
Для сплавов ЮНДК18,
ЮНДК18С, ЮНДК24С и
ЮНДК24Т2 оптимальная ско-
рость охлаждения в (а+у)-об-
ласти составляет 20—100 К/с,
для сплавов ЮН13ДК24 —
ЮН15ДК24—80—150 К/с. При
ТМО магнитное поле наиболее
эффективно в интервале темпе-
ратур 830—800°С [3-75]. При
этом его напряженность должна
быть не менее 80—125 кА/м (с
учетом размагничивающего фак-
тора в случае незамкнутой маг-
нитной цепи намагничивающей
установки). На практике, учиты-
вая необходимость воздействия
поля с самого начала распада,
поле включают при достижении
магнитом температуры 880—

900сС. Регулируемое охлаждение продолжают до 600—
650°С. При этом, очевидно, захватывается диффузионная
стадия, так как с точки зрения формирования свойств
регулируемое охлаждение может быть прервано при
750—780сС, однако в этом случае для получения опти-
мальных свойств требуется весьма длительный низкотем-
пературный отпуск.

Итак, режим охлаждения в области температур 900—
600°С является важнейшим параметром ТМО. На
рис. 3-31 приведена зависимость свойств (измеренных
после отпуска) сплава ЮН 14ДК25БА от скорости охлаж-
дения в магнитном ноле иОхл в диапазоне 900—600'С
(3-75]. Максимум зависимости получается при скоро-
сти охлаждения 0,5—0,8 К/с. Поскольку кремний резко
снижает критическую скорость охлаждения до 0,1—
0,3 К/с, сплавы типа ЮНДКС выгодны при получении
магнитов больших сечений.

Таблица 3-21

Марка ептава Магншные свойства
ИТМО OinycK 650°, Б ч ^Отпуск БэО', 20 Ч
Яг, Тл ж а? ’А<вя)тад. кДж/м1 £ г < "кДж/м* со" SS < а? I 7»<«0,„ох. | кДж/м’ |
1ОНДК35Т5 ЮНДК38Т7 1ОНДК40Т8 ЮНДК35Т5АА ЮНДК40Т8АА 0,92 0,8 0,79 1.2 0,9 84 НО 115 90 120 14 12 14 28 23,2 0,9* 0,81 0,81 1,18 0,94 110 128 137 110 140 18 16 18 42 35,2 0,9 0,84 0,82 1,18 0,96 120 140 150 120 152 22 22 24 48 40

Оптимальный режим отпуска большинства сплавов
ЮНДК при 600—640°С 1—2 ч. Применяют также двух-
ступенчатый отпуск: 1—2 ч при 620—640°С, 8—10 ч при
550—570°С, обеспечивающий более полное развитие
процессов «дораспада» (перераспределения компонен-
тов сплава между фазами).

ЮНДКТ (30—42% Со и 5-8% Ti)

Основные этапы технологии ТМО сплавов ЮНДКТ
такие же, как для сплавов ЮНДК. Однако имеется су-
щественное отличие на «морфологической» стадии низ-
котемпературного распада твердого раствора. Для до-
стижения максимальных магнитных свойств сплавов
типа ЮНДКТ применяют изотермическую выдержку
в магнитном поле (ИТМО) ниже температуры распада
а-^а+а'+а". В табл. 3-21 приведены свойства некото-
рых сплавов ЮНДКТ на различных этапах термомагнит-
ной обработки.

Так же как и для сплавов ЮНДК, сплавы ЮНДКТ
после ИТМО и отпуска приобретают сильную наведен-
ную анизотропию; в результате структура сплавов со-
стоит из частиц двух фаз стержневидной формы, ориен-
178
тированных вдоль направления кристаллической оси
[001], параллельной приложенному во время ИТМО маг-
нитному полю (для монокристалла), или вдоль оси
[001], ближайшей к направлению магнитного поля во
время ИТМО (для поликрнсталлического сплава).

При термомагнитной обработке сплавов ЮНДКТ без
выполнения изотермических условий наблюдается рез-
кое снижение магнитных свойств (табл. 3-22).

Таблица 3-22

Марка сплава Магнитные свойств!
После ИТМО и отпуска» После ТМО с критической скоростью охлаждения в интер- вале 900—600'С и отпуска*
Вг, Тл "с- кА/м кДж/м3 вг, Тл кА/м ’/><№>„ ах‘ кДж/M®
ЮНДК35Т5АА 1,2 120 48 1,05 94 20
ЮНДК35Т5 0,9 115 22 0,85 92 14
ЮНДК40Т8 0,82 1 150 I 24 0,65 95 12

• 650е —5 ч, .'<60'* —20 ч.

Видно, что разница в свойствах сплава после двух
указанных видов термообработки больше для кристалли-
чески анизотропных сплавов и сплавов, содержащих
более 5%Ti. Такое снижение магнитных свойств можно
объяснить развитием в структуре магнитотвердого мате-
риала выделений а'-фазы в направлениях [100] и [010]
и меньшей анизотропией формы частиц, ориентирован-
ных вдоль направления [001] приложения магнитного
поля. Наличие перпендикулярных оси [001] частиц
а'-фазы приводит к снижению остаточной индукции, а
меньшая анизотропия формы частиц а'-фазы приводит
к снижению коэрцитивной силы.

Проведение ИТМО при температурах, отличающихся
от оптимальной, приводит также к падению магнитных
свойств сплавов ЮНДКТ и возникновению нарушений в
морфологии частиц, аналогичных нарушениям, появля-
ющимися при ТМО с критической скоростью охлаждения.

Магнитоструктурный, электронно-микроскопический
и рентгеноструктурный анализы сплавов ЮНДКТ на
последовательных стадиях ИТМО и отпуска показыва-
ют, что резкое возрастание наведенной анизотропии
12* 179
происходит в первые 3 —5 мин изотермической выдержки
в магнитном поле на начальной стадии образования а-,
а'- и а"-фаз. Рост Кп и магнитных характеристик спла-
ва во время изотермической выдержки связан с повы-
шением анизотропии формы частиц а'-фазы и последо-
вательным совершенствованием текстуры. Возрастание
магнитных свойств в процессе проведения отпуска обус-
ловлено перераспределением компонентов между фаза-

21,5 27 31,2 35^4 40, 45 50 32

Полярное содержание Со,°/0

Рис. 3-32. Зависимость магнитных свойств и характеристических па-
раметров сплавов ЮНДК и ЮНДКТ от состава

/ — температура начала (а-*а—у)-превращения; 2 — температура начал.»
(а-^а+аО-превращения; 3 — оптимальная температура изотермической тер
момагнитной обработки); Д —Ю11ДК24; Б — ЮНДК31ТЗ; В —ЮНДК35Т5:
Г — ЮНДК40Т8. Д - ЮНДК42Т8; Е - ЮНДК45ТЮ: Ж — ЮНДК50Т12. И -
ЮНДК56Т15; К — ЮНДК58Т16.

ми, о чем свидетельствуют изменение периодов решетки
фаз, изменение точки Кюри слабомагнитной фазы и
рост ре» Ms, а'-фазы от 1,88 Тл до 2,26 Тл и снижение
Ро, МЛ, a-фазы от 0,188 Тл практически до пуля. Анализ
показывает, что в процессе ТЛЮ не наблюдается изме-
нения относительных объемов фаз [3-76].

К параметрам режима изотермической термомагнит-
ной обработки относятся прежде всего температура,
время действия магнитного поля, его напряженность.
180
Остальные параметры термомагнптной обработки спла-
вов ЮНДКТ аналогичны параметрам ТМО сплавов
ЮНДК.

Наиболее критичным параметром ИТМО является
температура изотермической выдержки. Эта температу-
ра прежде всего определяется составом сплавов
(рис. 3-32) [3-77]. С увеличением содержания кобальта
и титана в сплавах ЮНДКТ температура ИТМО повы-
шается, а с увеличением содержания меди — снижается.
По нашему мнению, оптимальная температура ИТМО
для конкретного состава сплава лежит на нижней грани-
це трехфазной области a-ra'-J-a". Это определяется
тем, что в трехфазноп области осуществляется полная
когерентная связь между фазами и величины упругой
энергии и гранично-поверхностной энергии меньше, чем
в двухфазной (a + a') -области. На нижней границе
трехфазной области а'-фаза обладает высоким значе-
нием и вклад изменения магнитостатической энергии
в изменение свободной энергии сплава в процессе уве-
личения анизотропии формы частиц имеет наибольшую
величину. В двухфазной области a-1-a' Мл a'-фазы вы-
ше, но отсутствует полная когерентная связь между
фазами, поэтому абсолютное значение гранично-поверх-
ностной энергии выше, чем в трехфазной области.

Это может сказываться на уменьшении анизотропии
формы частиц. Анализ рентгенограмм показывает, что
в двухфазной области может образовываться одномер-
ная структура, которая при медленном охлаждении до
комнатной температуры или после отпуска трансформи-
руется в двумерную структуру [3-11], причем переход
из одномерной в двумерную структуру сопровождается
развитием частиц a'-фазы в направлениях типа <010>.
перпендикулярных магнитному полю.

Таким образом, отклонение от оптимальной темпе-
ратуры ИТМО приводит к нарушению морфологии час-
тиц a'-фазы. Это определяется тем. что в области тем-
ператур, близких к температуре распада. Л4в а'-фазы
мала и ее взаимодействие с магнитным полем недоста-
точно, чтобы подавить образование перпендикулярных
полю частиц. При температурах ниже оптимальной при
ИТМО в двухфазной области образуется одномерная
пластинчатая структура с меньшой разницей размаг-
ничивающих факторов АЛ7, чем анизотропия формы
стержней a'-фазы в трехфазной области. Последующий
переход одномерной структуры в двумерную может со-
провождаться также образованием перпендикулярных
основному направлению стержней а'-фазы.

Поэтому проблема разработки систем автоматичес-
кого регулирования температуры ИТМО высокой ста-
бильности приобретает большое значение. Частично ре-
шение этой проблемы рассматривается в [3-78].

Второй важный фактор

Рис. 3-33. Схематическое из~
бражение основных способов
термомагнитной обработки

сплавов ЮНДК и ЮНДКТ
(заштрихованная область —

обработка в магнитном поле).
/ — охлаждение с критической ско-
ростью 2 — охлаждение с кри-
тической скоростью »кр2; 3 — изо-
термическая обработка; 4— интен-
сивное охлаждение (воздушный по-
ток, масло): 5— нпзкотемператур
ныи отпуск.

ИТМО—время изотермичес-
кой выдержки в магнитном
поле. Временные зависимо-
сти свойств показывают,
что резкое возрастание Л'и
и соответственно Вг проис-
ходит в первые 3 мин воз-
действия магнитного поля
на распад, задержка вклю-
чения магнитного поля
на минуту приводит к резко-
му падению магнитных
свойств. Отключение маг-
нитного поля на стадии об-
разования тетрагональных
фаз и дальнейший распад
а-^а+а'+а" фаз в изотер-
мических условиях в тече-
ние последующих 8-10 мин
без магнитного поля прак-
тически не сказываются на
свойствах.

Значение напряженности
магнитного поля в процессе
изотермической выдержки
должно быть пе меньше
16,2 кА/м в магнитотвердом
материале.

Изучение режимов от-
пуска в интервале |емпера-
гур 680—550°С показало,
что при увеличении содер-
жания титана в сплавах
ЮНДК35 от 5 до 6—8%
и при переходе к сплаву
ЮНДК40Т8 имеется тен-
денция к увеличению тем-
пературы (для 1 ступени до 680°С) и продолжи-
тельности (на 1 ступени до 10—15 ч) отпуска по
сравнению со сплавами ЮНДК [3-77]. Кроме того, для
сплавов ЮНДКТ иногда применяют многоступенчатый
отпуск или отпуск с непрерывным запрограммирован-
ным охлаждением.

Способы ТМО сплавов ЮНДКТ

На рис. 3-33 схематически показаны температурные
режимы пяти возможных способов ТМО сплавов
ЮНДКТ: 1 — обработка

С КрИТИЧССКОЙ CKOpOCTbJO
Окр в магнитном поле,
2 — изотермическая за-
калка в магнитном поле,
3— комбинированный спо-
соб ТМО (охлаждение
с критической скоростью
в присутствии внешнего
магнитного поля до тем-
пературы порядка 700—
75О°С с последующей
ИТМО), 4 — охлаждение
с критической скоростью
в магнитном поле до
750—780°С с последую-
щей изотермической об-
работкой в отсутствие
внешнего поля, 5 — за-
калка исходного твердо-
го раствора с последую-
щей ИТМО. Все вариан-
ты ТМО завершаются
низкотемпературным (в
интервале 680—550°С)
отпуском.

Рис. 3-34. Кривые охлаждения в
различных средах образцов спла-
ва 1ОНДК35Т5 размерами 15Х
X 15x60 мм.

□ — охлаждение в соли при 900°С
1 мин, далее в жидком свинце при
810°С; О — охлаждение на спокойном
воздухе; X — охлаждение в струе воз-
духа; ф — охлаждение в жидком
свинце при 810вС; А — охлаждение
в масле при 120°С; нагрев в жид-
ком свинце при Г=810сС.

Первые четыре способа применимы для сплавов, со-
держащих менее 6% Ti. При этом первый способ приме-
няют к большим магнитам (сплав ЮНДК34Т5), к кото-
рым трудно применить ИТМО, а также в тех случаях,
когда требования к магнитным свойствам невысоки.

Четвертый способ может применяться к магнитам слож-
ной формы, например многополюсным, обеспечивая уро-
вень магнитных свойств, близкий к свойствам, получае-
мым вторым и третьим способами. Пятый наиболее при-
емлем для сплавов, содержащих более 6% Ti.

Па рис. 3-34 приведены кривые охлаждения от
1250°С образцов из сплава ЮНДК35Т5 размерами 15Х
X15X60 мм в различных средах, применяемых для ре-
гулирования скорости охлаждения магнитов.

Температура закалки сплавов ЮНДКТ лежит в пре-
делах 1230—1260°С, время выдержки 20—40 мин.

Режим охлаждения в верхнем интервале температур
(от Тзак до 900°С) определяется с помощью С-образных
кривых распада в изотермических условиях (см.
рис. 3-5). Средняя скорость охлаждения в этом интер-
вале температур составляет: для сплавов с 30—31% Со
и 2,5—4,5% Ti 120—180 К/мин; для сплавов с 34—35%
Со и 5—6% Ti 150—200 К/мин; для сплавов с 38—42%
Со и 7—8% Т1 150—250 К/мин.

Следует отметить, что обработка в металлических
расплавах не всегда технологически удобна и не явля-
ется обязательной. Тем не менее изучение режимов
ТМО при использовании указанных охлаждающих сред
позволило установить оптимальные скорости охлажде-
ния, которые были учтены при выборе других сред или
при разработке специального термического оборудова-
ния: установок с обработкой в кипящем слое и устано-
вок с индукционным нагревом магнитов и программным
регулированием режимов охлаждения.

В последнее время получил распространение третий
способ ТМО (для сплавов, содержащих менее 6% Ti),
позволивший отказаться от применения жидких метал-
лических ванн [3-79, 3-80]. Этот способ привлек внима-
ние технологов благодаря некоторым существенным
преимуществам: отсутствию токсичного свинца, умень-
шению вероятности возникновения трещип. Оптималь-
ный режим: охлаждение в магнитном поле со скоростью
0,7—2,1 К/с в интервале температур 860—700°С с после-
дующей ИТМО при 790—820°С (в зависимости от соста-
ва сплава) в течение 10—15 мин, осуществляемой в спе-
циальной печи (чаще всего с воздушной средой), уста-
новленной в зазоре электромагнита; отпуск: при 650—
660°С 3—6 ч, при 550—560°С 15—24 ч. В [3-80], показа-
на необходимость оптимизации первого этапа обработки
по времени охлаждения магнитов конкретной формы и
размеров в магнитном поле с точки зрения обеспечения
воспроизводимых результатов.
Как второй, так и третий способы неприменимы
к многополюсным магнитам. Это связано с трудностью
создания источника магнитного поля нужной конфигу-
рации с достаточно большим воздушным зазором, в ко-
тором должно быть размещено тепловое устройство,
поддерживающее температуру на уровне 800—830°С.

При ТМО по четвертому способу операция охлажде-
ния в магнитном поле с критической скоростью 0,4—
|0,7 К/с в температурном интервале 860—780°С осуще-
ствляется в намагничивающей многополюсной установке
на нескольких магнитах. Операция изотермической вы-
держки без магнитного поля в течение 8—10 мин прово-
дится одновременно на большом числе термообрабаты-
ваемых магнитов.

Возможность осуществления третьего и четвертого
способов ТМО вытекает из результатов исследований
процессов формирования структуры и магнитных
свойств, практическими выводами из которых являются:
1) возможность разделения во времени и последова-
тельного технологического проведения стадии «зарожде-
ния» анизотропных частиц магнитной фазы и стадии
«роста», причем первая стадия может осуществляться
в процессе регулируемого охлаждения; 2) безусловная
необходимость присутствия поля на стадии «зарожде-
ния» частиц для развития их в преимущественном на-
правлении; 3) способность поля перестраивать сформи-
ровавшуюся ранее структуру распада; 4) допустимость
отсутствия поля на стадии «роста» при оптимальном
проведении стадии «зарождения» в поле без потери Нг.
при некотором снижении Вг и (BH)mQx.

3-13. ФИЗИКО-МЕХАНИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА СПЛАВОВ

В табл. 3-23 приведены физико-механические свой-
ства ряда сплавов в высококоэрцитивном состоянии по
данным Н. В. Кондратьева [3-81]. Сплавы рассматри-
ваемой системы характеризуются относительно низкой
теплопроводностью; коэффициент линейного расширения
достаточно высок (по сравнению со сталями). Высокая
хрупкость сплавов является одной из причин ограниче-
ния использования магнитов, как конструкционного эле-
мента. В некоторых случаях магнит заключают в защит-
ную оболочку и используют только как источник маг-
нитного поля. Склонность к хрупкому разрушению свя-
зана со следующими причинами:
Таблица 3-23

«*/Н 4)1 'HlOOJAClnX <VAV -ОК ЦКНШГВЯЙОН ООО ОО о о СЧ о СЧ Ш со — 1Л Щ М« 1 ОО Г- 1 | 00 1 1 1 1 1 О Ш ОО 1 О ОО 1 1 о • оо • 1 • ’
ЭНН •«LLootfdaej, О — СЧ [О — 1 It4- | СП О I СО 1 1П Ш LO 1 Tt Щ 1 1 1П 1 Ш ’Г 1 Щ 1
5h/*Vh ‘чхэои -GES кВЖЗДГД п» хг с то т сп оо — см СЧ СО | СЧ С1 1 1 —I — — [ СЧ 1 о о’ о‘ о* о* о* с* о" о
Предел прочности, 10» Н/и» них •ЕЖЭ Hdn —-со | СЧ Ю 1 1 СО 1 — Г- I СО | 1Л — 1Л 1 о 00 1 1 СЧ loot4- lb- I »— СЧС4! —. —• — —
эфнаьи hju т сч о сч сч оо IO U0 Г-? 1 О in 1 1 Ю 1 N О* 1 СЧ 1 — со сч сч— — — сч сч
ИИВЭЖВ1 -эеб ж1п сч оо со оо т ь- сч^ — о" О —" 1 О о’ 1 1 О 1 СЧ N 1 I сч сч со — — — — —
И/l в-0! '□oOOv—ог ицп еин -admitted ojorush -ШГ 1НЭ4П»фф€О^ оо^оеосчоеооооооюоооо счсосч — о — — — — оо — — — о
М-"Ла 'ЭоОос—ог ж1*1 IXOOHYOfiOdllOLlBX сч ю о 5ч* °0* SS & 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 О ГО о — сч сч
h/kHm-rq ‘эннаи* яилх1иоэ эохээь -ndjjttir^ эончтаУд осчь-оооооть-осооосо оооссоооооооосо
tK/jM0l ‘ЧХЭОНХО1ГЦ соютооооотооссо CDO-ClCO^COcOCOMxfTrcCC?^ ONNb-Nb-Nb-Nr-NNb-Nt-
"/BJ 4-01 «h/V ‘eiBdacoG ь/ум чяшэшкэвн i<irou •ЦЭОННЭЖЕСИРЦ т ю сч оо со сч со т т со оо ююерттть^гсососчсчтсч — -7 1 1 Т 1 J 1 III 1 и- 1 II •^хгсотоосососооо — счсчшь-о ’’Г’*’* счсчсч — — — ООСООООООООООСС COOCO’^OOCOCD^'CO<£ Ol CI СЧ О1 СЧ СЧ n* rr TF LC 1.0 СЧ "ЧТ Lf-
Марка сплава u§ LQ < — e—r >—r CO CO CO CO 't' —* CO , 5 s и В ? 3 222222222222229
1) наличием высоконапряженной структуры распа-
да (структура сплавов состоит из когерентно-связанных
стержневидных частиц двух тетрагональных фаз, имею-
щих общую постоянную решетки с и разные постоян-
ные а). Одноосные напряжения, действующие по грани-
цам фаз, достигают значений 200—300 кге/мм2 [3-19];
j 2) упорядоченным строением составляющих а и а'-
фаз. Эти фазы можно сравнить с интерметаллидами
NiAl и Ni3AI, малые изменения состава которых (в ча-
стности, повышение содержания алюминия) приводят
к резкому увеличению твердости и хрупкости фаз в свя-
зи с образованием дефектной структуры (вакансий);

3) охрупченным состоянием границ зерен. Оно свя-
зано с наличием большого числа неметаллических
включений (окислов, нитридов и карбонитридов титана,
алюминия и ниобия), а также с выделением фаз и се-
грегацией алюминия и титана по границам зерна [3 82];

4) термическим напряжением. Под действием этих
щпряжений, возникающих из-за неблагоприятного соот-
юшения между коэффициентами теплопроводности и
линейного расширения, па различных неоднородностях
тгливок могут возникать микротрещины.

Наибольшее влияние на склонность сплавов ЮНДК
। ЮНДКТ к хрупкому разрушению оказывают алюми-
1ий и титан. Влияние титана двояко: он усиливает ок-
онченное состояние границ зерен и увеличивает сопро-
ивление распространению трещин внутри зерна. Алю-
миний, так же как и титан, охрупчивает границы и
Уменьшает сопротивление распространению трещин вну-
ри зерна [3-82].

Основные пути повышения технологической прочно-
ти магнитов — совершенствование технологии выплав-
ки и микролегирование сплавов.

-14. СТАБИЛЬНОСТЬ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ

Успешная работа любого устройства, в котором ис-
ользуются постоянные магниты, в большой степени
ависит от стабильности потока, создаваемого ими в воз-
[ушном зазоре. Мерой нестабильности магнита являет-
:я изменение его индукции.

Потери индукции магнитов, появившиеся вследствие
<агрева до 650—680°С, могут быть восстановлены дли-
ельным отпуском их при температуре 550°С. При даль-
187
нейшем повышении температуры нагрева магнитов
структурные изменения никаким дополнительным отпу-
ском не устраняются.

В табл. 3-24 приведены относительные изменения Вг,
Нс и максимальной удельной магнитной энергии магни-
тов (ВН)тах в результате структурного старения при
повышенной температуре в течение 1000 ч [3-83].

Таблица 3-24

Марка сплава Температура отжига, **С % *нс. % л<ВЯ>та*’%
500 +3 —5 —2
ЮН14ДК24 600 650 -4-3 —7 —74 —12 —77
700 —9 —84 —88
ЮН14ДК25БА 600 650 +2 —4 —13 —65 —12 —64
600 +6 —1 +5
ЮНДК35Т5 650 —5 -33 —32
700 —22 -85 87

При использовании магнитов при температурах ни-
же 550°С в течение первых двух-трех циклов изменения
температуры наблюдаются необратимые потери индук-
ции, вызванные частичной перестройкой магнитной
структуры. Относительное значение необратимых маг-
нитных потерь индукции АВнеобр зависит от магнитных
свойств сплава, положения рабочей точки магнита и
предельной температуры нагрева или охлаждения маг-
нита. Чем больше Нс магнитов, выше рабочая точка
магнита, тем меньше значение ДВпеобр. Зависимость
АВнеобр от положения рабочей точки магнита может
быть записана в виде, %’.

△^необр— ~,

где ]1=В/р0Я —проницаемость в рабочей точке; fe —ко-
эффициент, возрастающий с ростом температуры.

Необратимые потери индукции магнитов с рабочей
точкой в точке (ВЯ)™* приведены в табл. 3-25 [3-84].

Необратимые изменения индукции завершаются
в результате предварительной температурной стабили-
зации магнитов. При последующих температурных цик-
188

лах индукция претерпевает только обратимые из-
менения.

Обратимые температурные изменения индукции яв-
ляются следствием как температурной зависимости на-
магниченности материала, так и частичной перестройки
магнитной структуры.

Таблица 3-25

Марка елллва ДЬн VK соб )’ 0/(1 пос,',е нагРева А° а данных 1емпеэагур, ЛС ДБнсо-(р« % после охлаждения до указанных температур, ЭС
100 200 | 300 400 50) —6СГС —100°С -180 С
ЮН14ДК21 0,1 1.5 2,0 3,0 3,8 2,5 3,5 6,0
ЮН14ДК24Б о сл 1.2 2,0 2,8 2 2 4,0 5,6
ЮНДК35Т5 ЮНДК40Т8 0.4 0,9 1 ,3 2,6 2,8 0^2 0,4 1,3
0,3 1.2 2,2 2.9 3,0 0,0 0,0 0,0

Обратимые изменения индукции, %, выражаются
соотношением

ДВос>р==иД I,

где а — средний температурный коэффициент измене-
ния индукции з данном интервале температуры At

Коэффициент а выражается в %/°C и зависит от маг-
нитных свойств сплава, положения рабочей точки маг-
нита и температурного интервала. При изменении тем-
пературы магнита в пределах интервала —180-=—j-100°C
а может иметь как отрицательный, так и положитель-
ный знак для магнитов с рабочими точками пиже
(ВН)тих. При температурах выше 100°С коэффициент
1 всегда отрицателен и возрастает с повышением рабо-
<ей точки магнита. При этом а является линейной функ-
1ией температуры вида а=а-| 2bt, а обратимые измене-
1ия индукции — квадратичной функцией температуры
шда ДВОбр=а/-Н^2-

Средние значения коэффициента а магнитов с рабо-
1ей точк )й вблизи (ВН)тах для различных температур-
ных интервалов приведены в табл. 3-26 [3-84].

В табл. 3-27 приведены данные о временной стабиль-
1ОСТН магнитов из сплавов типов ЮНДК и ЮНДКТ за
11 лет [3-83].

Изменение намагниченности (индукции) магнита как
«ри наложении внешнего поля (общее измененге), так
189
и после его выключения (необратимое изменение) за-
висит от положения рабочей точки магнита, от внешне-
го поля и формы кривой размагничивания магнита.

Стабилизация магнитов против воздействия размаг-
ничивающих полей производится частичным размагни-
чиванием магнитов, что достигается или с помощью на-
ложения внешнего переменного поля с убывающей до

Таблица 3-26

•ср’ %/°с

Марка сплава

О о § 8 о 8 □«Ooe—оог 300—400°С 400-500*0 О 8 -I- о £ О 8 7 •I- О § 8 7
—0,01 г» —0,020 —0,025 -0.030 -0,03.5 —0.020 —0,032 +0,010
-0,015 —0,020 —0,025 —0,030 -0.035 -0,020 —9.002 +0,010
-и, 011 —0,014 —0,018 -0,021 —0,02> +0.025 +U,025 +0,025
-0,006 —0,011 —0,016 -0,021 —0,026 +0,004 +0.020 +0,020

Таблиц а 3-27

ЮН14ДК24

Ю1П5ДК24

ЮНДК35Т5

ЮНДК4ЛТЯ

Состояние магнитов Уменьшение индукции, %, при различном положении рабочей точки
Выше (ВН)тах Точка Ниже (ВН)т1Х
Без стабилизации После стабилизации раз- магничиванием на 5°/о 0,2 <0,03 0.4 <0,03 0,5 <0,03

нуля амплитудой, или повторяющимся увеличением воз-
душного зазора в магнитной цепи магнита. Такая ста-
билизация обеспечивает отсутствие необратимых потерь
при воздействии внешнего поля. При повторных изме-
нениях внешнего поля имеют место лишь обратимые
изменения индукции, причем они определяются средним
наклоном частной петли гистерезиса или проницаемо-
стью возврата цв— одной из важнейших характеристик
постоянных магнитов; чем меньше значение цв, теМ
меньше обратимые изменения намагниченности магни-
тов при изменении магнитного поля.

Механические воздействия, такие как удары и виб-
рации, оказывают пренебрежимо малое влияние на ин-
дукцию магнитов.
Облучение магнитов быстрыми нейтронами с плот-
ностью потока 3- 101Г нейтронов/(см2-с) в течение 12 дней
не вызывает фиксируемых изменений их индукции.

3-16. ПРОМЫШЛЕННЫЕ СПЛАВЫ

Многообразие промышленных марок литых магнито-
твердых сплавов Fe-Co-Ni-Al основано на различии
в химическом составе и технологии производства. При
этом в зависимости от наличия или отсутствия магнит-
ной анизотропии сплавы делятся на изотропные и ани-
зотропные. Изотропные сплавы обладают одинаковыми

Таблица 3-28

Класс Группа Марка сплавов
Изотропные Поликристаллические с неориентирован- ными зернами ЮНД4, ЮНД8, ЮНТС, ЮНДК15, ЮНДК18
Анизотропные Поликристаллические с неориентирован- ными зернами Поликриста ллические с ориентированным и зернами Монокристаллические ЮНДК18С, ЮН13ДК24С, ЮН13ДК24, ЮН14ДК24, ЮН15ДК24, ЮН14ДК24Т2, ЮНДК34Т5, ЮНДК35Т5Б, ЮНДК35Т5, 1ОНДК38Т7, ЮНДК40Т8 ЮН13ДК25А, ЮН14ДК25А, ЮН13ДК5БА, ЮН14ДК25БА. ЮН15ДК25БА, ЮНДК31ТЗБ. ЮНДК35Т5БА ЮНДК35Т5АА, ЮНДК40Т8АА

магнитными свойствами в любом направлении, анизо-
тропные требуемым уровнем магнитных характеристик
только в избранном направлении. Кроме того, анизо-
тропные сплавы в зависимости от характера макрокри-
сталлической структуры бывают поликристаллическими
с неориентированными зернами и ориентированными,
а также монокристаллическими. Первые в кристалличе-
ском отношении изотропны, и магнитная анизотропия
наводится только в процессе термической обработки во
внешнем магнитном поле. Вторые имеют одновременно
кристаллическую анизотропию, созданную в результате
направленного роста кристаллов (зерен) при затверде-
Рис. 3-35. Кривые размагничи-
вания изотропных сплавов
ЮНД и ЮНДК.

/-ЮНД4; 2—ЮНД8; З-ЮНТС;
4- ЮНДК15; 5-ЮНДК18.

Рис. 3-36. Кривые размагничи-
вания анизотропных сплавов
ЮНДК.

/ - ЮНДК18С; 2 - ЮН13ДК24С;
3 - ЮН13ДК24; 4 - ЮН14ДК21;

5 - ЮН15ДК24.

Рис. 3-37. Кривые размаг-
ничивания анизотропных
сплавов ЮНДК.

/ —ЮН14ДК24Т2;

2 - ЮН13ДК25А:

3 - ЮН14ДК25А.

Рис. 3-38. Кривые размагничи-
вания анизотропных сплавов
типа ЮНДК25Б с направлен-
ной кристаллизацией.

/ - ЮН13ДК25БА:
2-ЮН14ЦК25БЛ.
3- ЮП15ДК25БА.

вании отливки, и наведенную магнитную анизотропию.
Третьи — монокристаллические сплавы состоят по суше'
ству из одного зерна и обладают одновременно кристал-
лической и наведенной магнитной анизотропией в одном
192
ели двух направлениях лег-
кого намагничивания кри-
сталла. В табл. 3-28 пред-
ставлена классификация
стандартных сплавов ЮНД
(20—35% Ni, 10—16% AI,
3- 8% Си с присадками ти-
тана и кремния 0,3—1%),
ЮНДК (15—25% Со, 7,0—
9,5% А1, 12,5—19% Ni, 2—
4% Си с присадками тига-
на, кремния и ниобия) и
ЮНДКТ (30—42% Со, 13—
15% Ni, 7—8% Al, 2—4%

Рис. 3-39. Кривые размагничи-
вания анизотропных сплавов
ЮНДКТ.

/ — ЮНДК31ТЗБА; 2 - ЮНДК34Т5;

3 - 1ОНДК35Т5Б: 4 - ЮНЛК35Т5.

Си, 3—8% Ti с присадками
кремния, ниобия и других
элементов).

ГОСТ 17809-72 «Материа-

лы магнитотвердые литые»
нормирует свойства весьма
широкой гаммы сплавов (25
марок), обладающих различным сочетанием остаточной
индукции, коэрцитивной силы и магнитной энергии.
В качестве иллюстрации основных магнитных характе-
ристик (минимальных) на рис. 3-35—3-40 приведены
кривые размагничивания стандартных сплавов. Испыта-

кокоэрцитквных анизотропных сплавов
ЮНДКТ.

/-ЮН.ТК38Т7: 2-Ю1ШК40Т8: ?- ЮНДК-10Т8АА:

4 - ЮНДК35Т5БА. 5 - ЮНДК35Т5АА.

I 3—199

193
ния материалов проводятся на образцах, близких по
длине и приведенному сечению к конкретным магнитам.
Однако из-за различия скоростей охлаждения при тер-
момагнитной обработке для различных сечений вводят
ограничения на максимальные размеры контрольных
образцов сплавов: для ЮНД— 30x30X100 мм, для
ЮНДКТ и ЮНДК “—40Х40ХЮ0 мм (при содержании
титана более 6% — 15X15X60 мм).

Приведенные на рис. 3-35—3-40 магнитные характе-
ристики сплавов по ГОСТ 17809-72 уступают средним
характеристикам, получаемым в мелкосерийном опыт-
ном производстве (см. табл. 3-21) по максимальной маг-
нитной энергии па 4—8 кДж/м3, коэрцитивной силе на
5—10 кА/м и остаточной индукции на 0,05—0,1 Тл. Это
отличие учитывает возможный технологический разброс
в условиях массового промышленного производства,
влияние многообразия форм и габаритов магнитов и
одновременно указывает на резервы повышения качест-
ва. Тем не менее характеристики, соответствующие
ГОСТ 17809-72, находятся на уровне, близком к миро-
вым стандартам, отраженным в каталогах известных
зарубежных фирм.

Глава четвертая

ДЕФОРМИРУЕМЫЕ СПЛАВЫ НА ОСНОВЕ

Fe-Cr-Co

4-1. МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА СПЛАВОВ

Сплавы Fe-Cr-Co обладают хорошим сочетанием магнитных и
механических свойств. Магнитные свойства и их изменение в функ-
ции температуры близки к свойствам сплавов ЮНДК, механические
свойства к свойствам деформируемых сплавов типа викаллоя. Высо-
кокоэрцитивные сплавы в рассматриваемой системе расположены
вблизи стороны Fe-Cr концентрационного треугольника Fe-Cr-Co и
содержат не более 30% Со. В [4-1] показано, что эти сплавы могут
легко деформироваться в горячем состоянии и на холоде после за-
калки на однофазный a-твердый раствор, обрабатываться резанием,
штамповаться и поставляться в виде разнообразных заготовок: прут-
ка, листа, ленты и проволоки. Магниты практически не имеют огра-
ничений по форме.

Сплавы подразделяют на три группы по содержанию Со: 1 —
8—10, II — 14—16 и III — 22—25%. В табл. 4-1 приведены магнит-
ные свойства некоторых сплавов, имеющих практическое значение
Видно, что подбором количественного соотношения основных компо-
194

Ссылка на литературу
S
I ф
д О
g § X
s
X CJ
г,—,
_ЕЖ.

! кА/м
V
S *!
Магии , Тл
аак
g j Ф <п -
П 2 s!S
состав, Друг руки м
тески П Со
я
я X Сг
« g
о. 1_

[4-4J । хГ ХГ 1 • хг СО » 1 СО 'ф -г [З'Р ‘г-» ‘1-й 14-1, 4-51 |4-41 сг 4 14-19]
Литье—горячая деформация—ре- зание—ТМО Литье—горячая деформация—ре- »х о X 3* а. X о О 7 ф X X си С*1 скоростью Литье—горячая деформация—ре- зание—ИТМО пли литье- ИТМО Литье—горячая деформация- ИТМО То же Литье—горячая деформация (по- лучение заготовки)—штамповка (формообразование)—термооб- работка (без магнитного поля) Литье—горячая деформация- ИТМО—холодная деформация (ковка в закрытых штампах)— —отпуск То же
а ) а Э 00 с л. 1
ос J ) 1 * 13—1 1 <о 16—1 1 1 со 28 32
хг сч хГ XJ • 52—56 С ХГ ОО х-
4 сч 40— ] 1 1 xj* С - хг о ю
С >
ес \ ю g > 1 — ю — о
•—* 7 1 1.1-1, 7° СО ю со
сч -Г I 74 IQ 00 С - -С — »—•
нентов и легированием, а также изменением схемы технологического
передела можно получить различное соотношение магнитных свойств.
При выборе конкретного сплава необходимо учитывать следующие
технологические соображения: легкость обработки давлением, чувст-
вительность к колебаниям режимов термической обработки, темпера-
турную стабильность. Практическое применение получил, в частно-
сти, сплав Х25К15 [4-4]. Освоено изготовление полуфабрикатов
этого сплава: прутки диаметром 8—70, квадрат со стороной 20—70
и полосы толщиной 5—20 мм. При изготовлении тонких кольцевых
ма!нигов для автомобильных уровнемеров взамен металлокерами-
ческого сплава альнико (ММК) в серийном производстве приме-
няется холоднодеформируемый сплав Х28К22.

4-2. ФАЗОВЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ И ПРИРОДА
высококоэрцитивного состояния

Фазовые превращения рассматриваемых сплавов имеют мною
общего с присущими системе железо — хром. Па рис. 4-1 приведена
диаграмма состояния Fe-Cr [4-7] с учетом данных [4-8] по иссле-
дованию ее низкотемпературной части. В высокотемпературной обла-
сти имеется непрерывный ряд а (ОЦК)-твердых расхворов с преде-
лами значений параметров решетки, определяемыми железом и хро-
мом (0,260 и 0,278 нм). Па диаграмме состояния приведена концен-

Рис. 4-1. Диаграмма состояния
системы Fe-Cr.

грационная зависимость точки
Кюри а-твердого раствора. В этой
системе наблюдается область 1 ЦК.
При температуре ниже 820сС при
молярном содержании Сг 16—71 %
(массовом 11,5—69,5%) в струк-
туре появляется промежуточная
о-фаза — хрупкая немагнитная со-
ставляющая. Это интерметалличе-
ское соединение FeCr почти экви-
атомного состава, растворяющееся
в ц-фазе. Элементарная ячейка
о-фазы имеет тетрагональную сим-
метрию; периоды решетки
=0,879 нм, с=0,455 нм. Выпадение
о-фазы приводит к большим объ-
емным изменениям, в результате
чего возрастает твердость, снижа-
ются пластичность и ударная вяз-
кость, а также ухудшаются техно-
логические и магнитные свойства
сплавов Fe-Cr. Образование о-фа-
зы стимулируется альфаобразую-
щими элементами (Mo, Si, Ti, Al
и Со), а также наклепом при де-
формации. Такие элементы, как С,
N и Ni, а также закалка после
I омогенизации уменьшают склон-
ность к ее выделению. Как следу-
ет из диаграммы Fe-Cr, в сплавах,
содержащих более 20% Сг, при
температуре менее 550°С твердый

a-раствор, а также a-фаза расслаиваются на (a+<x,z) -изоморфные
твердые растворы, обогащенные соответственно железом (а") и хро-
мом (а). В отсутствие о-фазы (после закалки) расслоение начи-
нается при более высокой температуре. Было установлено, что в низ-
котемпературной области (a—*a+a")-распад происходит по спино-
дальному механизму [4-1, 4-8]. Однако высококоэрцитивное состоя-
ние в спинодально распадающихся твердых растворах сплавов Fe-Cr
удалось создать только при введении не менее 10% Со.

Кобальт существенно изменяет соотношение фаз, расширяя обла-
сти сплавов с аустенитной у-структурой и a-фазой. Происходит пе-

рекрытнс этих фазовых областей и
сужение важной с практической
точки зрения области ОЦК а-твер-
дого раствора [4-3]. На рис. 4-2
приведено иолитермическое сечение
системы Fc-Cr-Co при постоянном
содержании кобальта, равном 15%.
На этом разрезе тройной диа-
граммы приводи гея облазь (а-|~
ф-а") -фаз. В этом практически
важном сечении при 15% Со для
сплавов, содержащих свыше 23%
Сг, температура начала распада
a-xz^-a" составляет около 650°С.
Хотя а- и (a-J-ct") -области разде-
лены a-rY' 11 o+a-областями, при
15% Со наблюдается достаточно
широкое поле a-области по срав-
нению с ограниченной а-областью
в сплавах с более высоким содер-
жанием кобальта.

Рис. 4-2. Иолитермическое се-
чение диаграммы Fe-Cr-Co
при содержании кобальта, рав-
ном 15%.

10 20 30 40

Сплавы, содержащие более 20% Со, имеют однофазное а-сосгоя-
ние лишь в высокотемпературном диапазоне (выше 1250—1300сС).
Сплавы с 15% Со имеют прерывистую a-область, разделенную
(a+у)- и (а+а)-областями, при 10—15% Со происходит дальней-
шее расширение a-области и снижение температуры образования
a-фазы. Однако при снижении содержания Со менее 5% [4-19] Нс
сплавов резко падает [4-19J.

В табл. 4-2 приведены соответствующие данные рентгенострук-
турного анализа сплава 45,5% Fc-31,5 % Сг-23% Со в зависимости
от температуры закалки образцов, вырезанных из горячекатаного
прутка [4-9J. В соответствии с изменением фазового состава при
понижении температуры закалки от 1050 и до 850°С твердость резко
повышается: от 27 до 55 HRC; после закалки от 850°С имеет место
небольшой спад твердости. После закалки от 1200°С a-фаза со-
держит 45»63%Fe=21,57%Co=32,8%Cr, а у-фаза 47,13%Fe =
= 25,40%Со=27,46%Сг.

Результаты фазового анализа показывают, что важные в прак-
тическом отношении сплавы Fe-Cr-Co, содержащие 15—17 и 23—26%
Со, выше 600°С имеют двух- и трехфазныс области a-Ьу» а+у+сг.
Несмотря на то что равновесие достшастся медленно, начальные
стадии (а+у)- и (у+<0 -превращений протекают достаточно быстро
и полностью подавляются лишь резкой закалкой в воду. Как пока-
зывают фазовые диаграммы, только понижение содержания Со не
обеспечивает достаточного расширения a-области, необходимо до-
полнительное легирование (см. § 4-3).

В процессе отпуска закаленных сплавов, содержащих 15% Со,
при температуре ниже 600°С возникают концентрационные неодно-
родности, т. е. идет процесс расслоения на две изоморфные фазы а
и а", представляющий наибольший практический интерес. Как и
в случае сплавов Fe-Cr, для тройных сплавов Fc-Cr-Co получены
экспериментальные факты, свидетельствующие о спинодальном ме-
ханизме (а-нх+а")-превращения. В сплавах, содержащих 20% Со,

Таблица 4-2

Температура закачки. *С Время выдерж- ки. ч Фаза Период решеток, нм
Исходное состояние (охлаждение с печью от 1300°С) — Ч (ГЦК)+а а = 0,359 = 0,878 с, — 0,451
1300 1 а (ОЦК) аа^ 0,286
1200 2 «+т аа = 0,286 ат=0359
1100 5 “ + ч ао —0,286; а = 0,359
1050 2 °- + ч аа = 0,286; а =0,359
1000 3 а + Ч + ° аа = 0,286: а* =0,359 а, = 0,878; са = 0,454
900 5 Y + а \ = 0,359; а =0,878 • *
800 16 г + ° 1
700 40 т + 3 1 сз = 0,454
600 1С0 Y-f-a J

этот процесс начинается при температуре 650°С, причем длительные
выдержки приводят к выделению а-фазы [4-10]. При более низких
температурах a-фаза не образуется. Таким образом, увеличение со-
держания Со приводит к повышению верхней температурной грани-
цы области расслоения. Исследование наблюдаемой сверхструктуры
типа FeCo в этих сплавах показало [4-10], что при расслоении вы-
деляется хром или твердый раствор на основе хрома (слабомагнит-
ная фаза). Возникшая при расслоении модулированная структура
устойчива при низких температурах, т. е. представляет собой мета-
сгабильное равновесие двух изоморфных фаз а и а". Выпадение
в процессе распада ферромагнитных частиц а" фазы вдоль осей
<100> обусловливает чувствительность распада к воздействию
магнитного поля.

В процессе выдержек в (a+a") -области наблюдаются морфоло-
гические изменения структурных -элементов, определяющие магнит-
ные свойства. Как показано в табл. 4-3, повышение коэрцитивной
силы приходится на стадию модулированной структуры [4-11].

Данные, приведенные в табл. 4-3, показывают, что максимум
коэрцитивной силы составляет 9,6 кА/м после отпуска при 610°С
в течение 7,5 ч и 28,8 кА/м после отпуска при 600°С в течение
80 ч. Отпуск не приводил к изменению параметров решетки, однако
198
уже через несколько минут старения при 640вС возникает модули*
рованная структура. Период модуляции монотонно возрастает со
временем старения.

Несмотря на то что возникновение модулированной структуры
при температуре выше 600°С сопровождается образованием смеси
(а-Ьо)-фаз, проведение отжига при этих температурах целесообраз-
но. поскольку обеспечивает сокращение длительности операций ста-
рения и формирование оптимальной дисперсности структурных эле-
ментов. Однако в процессе старения при температурах ниже 600°С

Табл и ц а 4-3

Те[»мообработка Прем» or- п.гкя, ч Параметр решетки а-фазы, им Пеиюд модуля- ции.' нм Ко фЦИТНВ- няя сила. кА/м
Закачка от 1300°С — 0,2866 — 1
Отпуск при 640*С 0,3 0,2865 66 1.2
0,6 0,2865 69 3,2
1,5 0,2864 85 6,8
3,0 0,2864 105 7.6
7,5 0.2865 130 9,6
15 0,2865 200 8.4
24 0,2862 7.2
30 0,2862 — 7.6
Отпуск при 600°С 1 0,2865 26 0.64
3 0,2865 42 2,4
5 0,2865 45 3,2
80 0,2865 102 28,8
120 0,2865 130 18.2
200 0,2865 140 16

амплитуда модуляции выше, чем при более высоких температурах
При этом сателлиты наблюдаются на более ранних стадиях форми-
рования модулированной структуры, соответствующих меныпим пе-
риодам модуляции, чем при 640°С. Эти особенности спинодального
распада в сплавах системы Fe-Cr-Co обусловливают необходимость
двухстадийной термомагнитной обработки аналогично сплавам
ЮНДК.

Электронно-микроскопические исследования сплавов системы
Fe-Cr-Co в высококоэрцитивном состоянии (после оптимтьной тер-
момагнитной обработки) [4-1, 4-12] выявили наличие удлиненных
тонкодисперсных частиц, вытянутых вдоль кристаллографического
направления [100]. Форма частиц извилистая, при этом их длина
составляет около 100 нм, а толщина — около 25 нм.

Температурные зависимости Нс и Af, сплава Fe-Cr-Co по своему
характеру похожи па соответствующие зависимости сила воз ЮНДК
[4-12]. Однотипность магнитного повеления этих материалов связа-
на с тем, что с точки зрения теории перемагничивания свойства
обеих систем определяются поведением анизотропных по форме фер-
ромагнитных частиц в елабомагнитной матрице.
В сплавах Fe-Cr-Co возможно проявление трех видов анизотро-
пии: кристаллографической, обусловленной ориентированным затвер-
деванием, магнитокристаллической и наведенной, связанной со спи-
нодальным распадом (анизотропным характером распада). Установ-
лено, что использование кристаллографической анизотропии — полу-
чение магнитов с направленной кристаллизацией или монокристаллов
ие приводит к увеличению магнитных свойств. Более того, оказа-
лось, что магнитные свойства монокристалла практически не зави-
сят от направления поля при ТМО. при этом магнитные свойства
монокристаллов не отличаются от свойств, полученных на поликри-
сталлических образцах [4-17]. Поскольку магнитные свойства моно-
кристаллов нс зависят от кристаллографической ориентировки, энер
гия магнитокристаллической анизотропии невелика. Наиболее замет-
но проявляется анизотропия формы продуктов распада, наведенная
в результате ТМО.

Наиболее перспективным оказалось воздействие на индуциро-
ванную анизотропию, связанную с тонкодисперсным распадом Так
же как и в сплавах ЮНДК, легирование сплавов Fr-Cr-Co некото-
рыми элементами (см. § 4-3) способствовало увеличению анизотро-
пии формы частиц и привело к резкому увеличению Нс. Кроме того,
энергию анизотропии (как и в случае сплавов типа внкаллоя) можно
повысить за счет деформирования. На монокристаллах, деформиро-
ванных после ТМО (до отпуска) в направлении [100] при 70%-ном
обжатии, получена максимальная магнитная энергия
=32 кДж/м3 [4-17]. Увеличение магнитных свойств после деформа-
ции в направлении термомагннтной текстуровки с последующим
отпуском проявляется и на поликристаллических сплавах (см.
табл. 4-1). Увеличение магнитных свойств связано, по-видимому.
с удлинением частиц «"-фазы.

Наблюдения доменной структуры сплавов данной системы (на
примере сплава Fe-28%Cr-23%Co-1%Si) в процессе формирования
высококоэрпптивного состояния показали [4-13], что после ИТМО
при 640°С в течение 30 мин наблюдается полосчатая вдоль поля
доменная структура вне зависимости от направления приложенного
поля. т. с. обычная мпогодоменная структура. Хотя после такой
обработки имеется магнитная одноосная анизотропия, анизотропные
структурные составляющие, по-видимому, настолько близки по со-
ставу и свойствам, что ферромагнетик в магнитном отношении отно-
поден н перемагничивание идет путем смещения доменных границ
После отпуска характер процессов перемагничивания изменяется
Наблюдаемые домены имеют особенности и поведение, характерные
для доменов магнитного взаимодействия, образованных однодомен-
ными частицами, изолированными немагнитными прослойками. Эти
изменения связаны, по-видимому, с резким возрастанием различия
в намагниченности насыщения фаз. Одновременно происходит наи-
больший рост коэрцитивной силы. Таким образом, эти данные пока-
зывают схожесть магнитного поведения и структуры сплавов
Fe-Cr-Co и ЮНДК

4-3. ВЛИЯНИЕ ХИМИЧЕСКОГО СОСТАВА

НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА И СТРУКТУРУ СПЛАВОВ

Влияние основных компонентов сплавов Fe-Cr-Co на коэрцитив-
ную силу показано ня рис 4-3. на котором приведен концентрацион-
ный треугольник с линиями равной коэрцитивной силы после закал-
200
Рис. 4-3, Концентрационный треугольник диа-
граммы Fe-Cr-Co с линиями равной коэрци-
тивной силы.

ки и отпуска при 610°С в течение 8 ч [4-1]. С повышением содер-
жания кобальта и хрома Яс сплавов возрастает. Сплавы, обладаю-
щие наибольшими значениями Нс в интервале 56—72 кА/м, содер-
жат около 20—25% Со и 35—45% Сг. Исследования влияния соста-
ва на магнитные свойства показывают, что изменение соотношения

Со и Сг приводит к различному сочетанию коэрцитивной силы и оста-

точной индукции сплавов.
Данные по магнитным
свойствам, приведенные в
табл. 4-1, показывают, что
для промышленного исполь-
зования в качестве опти-
мальных выбраны три груп-
пы составов с Со: 8—10»
14—16 и 22—25%.

Кроме того, как следует
из той же таблицы, большин-
ство сплавов применяют
с технологическими или ле-
гирующими присадками
алюминия, ниобия, кремния
и других элементов.

На рис. 4-4 и 4-5 пока-
зано влияние хрома на маг-
нитные свойства указанных
II и III групп сплавов с
14—16 п 22—25% Со после
ТМО и отпуска [4-2, 4-3].

Зависимость магнитных
свойств от содержания Сг,
особенно для сплавов
III группы, имеет максимум)
(рис. 4-5). Очевидно, опре-
I деленном) содержанию ко-
бальта отвечает сравнитсль-
|но узкий диапазон допустн-
мого изменения содержания
хрома. Оптимальное со лер-

Рис. 4-4. Зависимость магнитных
свойств сплавов Fe-Cr-15% Со
(1% Nb, 1% Л1) от содержания
хрома.

О —ИТМО 64СГС; ф - ИТМО 630°С.
Жанне хрома в сплавах, содержащих 15% Со с присадкой А1 и Nb,
находится в пределах 25—28% Сг, а в сплавах, содержащих 23%
Со, 30—32% Сг. Легирование кремнием смещает оптимальное со-
держание хрома в сторону уменьшения.

Эффективность легирования а-образующнми элементами иллю-
стрируется политерм ическим разрезом тройной диаграммы состояния
при 15% Со, приведенным на рис. 4-6 [4-3]. Видно, что при ком
плексном легировании 1% Nb и 1% А1 у- и (а+у)-области сужают-
ся настолько, что открывается довольно широкое поле а-фазы в пре-
делах 23—32% Сг вплоть до (а+а")-области расслоения. Сплавы,
входящие в эту зону составов, могут быть гомогенезированы при
любой температуре выше области расслоения. Аналогичный эффект
оказывают присадки V (около 5%) и V+Ti (34-2%) [4-19]. Крем-
ний уменьшает критическую скорость охлаждения сплавов, содержа-
щих 23—25% Со, от 60 до 10 К/с [4-2], а также повышает горячую
и холодную пластичность сплавов. Оптимальное с точки зрения Mai-
нитных свойств содержание каждой из технологических присадок со-
ставляет 1%.

Дополнительное легирование, а также соответствующая коррек-
тировка содержания основных компонентов и режимов ТМО обес-
печивают получение широкого набора магнитных свойств, присущих

Рис. 4-5. Зависимость магнитных свойств спла-
вов Fe-Cr-Co при 23% (0—2% Si) от содержа-
ния хрома.
Рис. 4-6. Политермический
разрез тиаграммы состоя-
ния сплавов Fe-Cr-Co при
15% Со. легированных 1 % Nb
и 1%А1.

многим сплавам ЮНДК. Так, присадка 3% Мо в сплав Fe-30%
Сг-25% Со приводит к повышению коэрцитивной силы до 64—
80 кА/м [4-5, 4-12]. Электронно-микроскопические исследования по-
казали, что Мо способствует совершенствованию формы и ориенти-
ровки частиц вдоль осн 1100], ближайшей к направлению магнитно-
го поля [4-12]. Более четкая форма анизотропных частиц в сплаве
с молибденом и более жесткая нх ориентировка вдоль осей <100>
показывают, что Мо сосредоточивается в одной из фаз и вследствие
большого атомного объема изменяет параметры из решетки. По дан-
ным [4-5] присадка около 0,8%
П и 4,5% V повышает магнитные
п.войства и улучшает стабильность
магнитных характеристик.

К числу вредных примесей, не-
посредственно влияющих на харак-
тер фазовых превращений и вызы-
вающих резкое снижение магнит-
ных свойств, относятся С и N. Как
показал опыт применения шихто-
вых материалов различной чисто-
ты, содержание углерода—сильно-
го ^образующего элемента должно
быть менее 0,03%. В зависимости
от условий плавки (на воздухе,
в аргоне, в вакууме) содержание
N в сплавах Fc-Cr-Co может ко-
лебаться от 0,01 до 0,45% [4-14].
Загрязнение азотом, так же как и
углеродом, стимулирует образова-
ние немагнитной ГЦК У‘Фазы. При
низком содержании N (примерно
0,01%) в сплаве Fe-31% Cr-23% С

кис магнитные свойства могут быть обеспечены на крупных деталях;
напротив, при высоком содержании азота немагнитная у-фаза ста-
бильна вплоть до температуры гомогенизации 1350°С. Для подавле-
ния отрицательного влияния N используются нитродообразующие
элементы AI, 7л и Ti в количестве до 0,5%.

гомогенное a-состояние и высс-

4-4. ТЕХНОЛОГИЯ ПОЛУЧЕНИЯ СПЛАВОВ

Технология получения сплавов Fe-Co-Cr включает в себя вы-
плавку и получение слитков, горячую деформацию слитков с целью
получения заготовок для проката листов или прутков. Далее листы
или прутки подвергаются смягчающей термообработке — закалке
в воде или на воздухе от 1000—1300°С. На этом цикл деформации
может быть завершен, и для получения заготовок магнитов прово-
дится механическая обработка резанием с последующей термомаг-
нитной и финишной контурной механической обработкой. Для изго-
товления мелких магнитов проводят операции холодной деформации:
прокатку, штамповку, волочение. Уровень магнитных свойств сплавов
Fe-Co-Cr практически не зависит от вида деформации и степени
обжатия заготовок до ТМО. Наряду с этой технологической схемой
магниты изготовляются также методами литья.

При выплавке сплавов используют технически чистые металлы
(электролитический рафинированный хром, железо ЭП-355, кобальт
К1) или низхоуглеродистые ферросплавы (феррохром ФХ006)
Остальные шихтовые и шлакообразующие материалы описаны в гл. 3.

Для выплавки сплавов Fe-Cr-Co применяют открытые или ва-
куумные индукционные печн с основной футеровкой. В промышлен-
ных условиях при открытой плавке шлаки зачастую не наводят
Температура разлнвки 1600—-164О°С. Технология плавки и обработки
давлением подобных сплавов описана в [4-15, 4-16].

При горячей обработке давлением температура нагрева рассмат-
риваемых сплавов составляет 1150—1250°С, температура конца де-
формации— не ниже 950°С, степень деформации — от 80 до 95%.
Для холодной деформации сплавов Fe-Cr-Co предварительно прово-
дят закалку в воде от 1000—1300°С. При этом твердость составляет
16Я/?е. Допустимая степень деформации при холодной обработке
50—60%.

В табл. 4-1 и § 4-2 приведены некоторые сведения о новом
способе формирования высококоэрпитивного состояния [4-17], соче-
тающем элементы термомагнитной и термомеханической обработок
и обеспечивающем рекордную для данной системы магнитную энер-
гию. По-видимому, в этом направлении следует ожидать дальней-
ших технологических усовершенствований.

Общая схема термообработки сплавов Fe-Cr-Co аналогична схеме
обработки сплавов групп ЮНДК и ЮНДКТ. Основные операции-
гомогенизация в а (б)-области с последующим охлаждением, предот-
вращающим выпадение аустенита (у-фазы); изотермический отжиг
или регулируемое охлаждение в магнитном поле с целью формиро-
вания оптимальной текстуры и дисперсности фаз и ступенчатый
отпуск, обеспечивающий наибольшее разделение компонентов. Гомо-
генизация нелегированных сплавов должна проводиться при высоких
температурах (около 1300°С). При этом на сплавах, содержащих
20% и более Со, получение высоких магнитных свойств возможно
только после закалки в воде для предотвращения выделения у- и
a-фаз. На сплавах, содержащих 10—18% Со, выделение из высоко-
температурного исходного твердого раствора нежелательных фаз на-
столько замедленно, что однородная a-фаза сохраняется после
сравнительно медленного охлаждения па воздухе. Как указывалось
выше, легирование a-образующими элементами понижает температу-
ру гомогенизации и скорость охлаждения.

Температурно-временной режим выбирается с учетом достаточно
низкой скорости расслоения а—►а+а". Оптимальная температура
ИТМО сплавов Fe-Cr-Co близка к температуре начала (а+а') •рам-
пада, совпадающей с точкой Кюри, и составляет около 630—650эС.

На рис. 4-7 приведены значения коэрцитивной силы, остаточной
индукции и индукции насыщения сплава Fc-30% Сг-25% Со-3% Мо
в зависимости от температуры изотермического отжига в интервале
600—680°С в поле или без поля [4-12]. Температурные зависимости
коэрцитивной силы Не характеризуются явно выраженным максиму-
мом вблизи температуры 640°С независимо от присутствия или
отсутствия магнитного поля. При этом кривые при наличии поля
проходят несколько выше. Наложение магнитного поля при темпе-
ратуре отжига ниже 670°С приводит к значительному увеличению
остаточной индукции, при этом в интервале температур *620—66(ГС
наблюдается пологий максимум. Намагниченность насыщения при
повышении температуры отжига в интервале 600—660°С слегка сни-
жается, последующий резкий спад при температуре выше 660°С свя-
зан с растворением сильномагннтной фазы
После дополнительного отпуска при 600°С в течение 2 ч зави-
симость коэрцитивной силы от температуры отжига имеет еще более
резко выраженный максимум. Наибольший прирост Нс наблюдается
для магнитов, прошедших ИТМО при 640®С. Остаточная индукция
после этого отпуска для образцов, отожженных в интервале 620—
660°С, падает, причем тем больше, чем больше Нс и больше ее при-
рост после отпуска. В результате зависимость Вг от температуры
Отжига в магнитном поле име-

ет два максимума с миниму-
мом при температуре ИТМО.
Вне этого интервала (620—
660°С) изотермических отжи-
гов в магнитном иоле значе-
ния остаточной индукции для
отпущенных и пеотпушенныд
образцов совпадают. Приведен-
ные данные показывают высо-
кую чувствительность магнит-
ных свойств к температуре
ИТМО, выбор которой опреде
лястся составом сплава. Кап
видно из рис. 4-4, для сплавов
с 15% Со, содержащих менее
27,5% Сг, оптимальная темпе-
ратура ИТМО составляет
640°С, для сплавов, содержа-
щих более 27,5% Сг, — 630°С
[4-3]. Оптимальное время
ИТМО образцов размером
15X15X40 мм составляет
40 мин, при этом увеличение
времени выдержки до 1 ч нс
оказывает заметного влияния
ia свойства после завершаю-
щего отпуска, тогда как умень-
шение времени обработки при-
водит к падению коэрцитивной
силы и магнитной энергии
[4-П].

Магнитно-структурный ана-
лиз показал, что сплавы после
оптимальной и чотермнчсской
обработки испытывают допол-

600 620 6W 660 680°С

Рис. 4-7. Зависимость магнитных
свойств сплава Fe-30% Сг-25%
Со-3% Мо от температуры изо-
термического отжига в течение
30 мин.

А — изотермический отжиг: Б — допол
нительный отпуск (при 600°С 2 ч)

нительное фазовое превращение при замедленном охлаждении или
выдержке в интервале температур 400—51042 [4-2, 4-12], которое,
по-видимому, заключается в дораспаде матрицы. В связи с этим
после изотермической обработки этот интервал должен быть прой-
ден с максимальной скоростью охлаждения.

Существование широкой области гомогенности при температуре
выше температуры начала (а4-а')-распада в сплавах Fe-Cr-Co, ле-
гированных А1 и Nb, позволяет проводить ТМО при непрерывном
охлаждении. При такой обработке сплавы типа Х25К15ЮБ охлаж-
дают от 900 до 650°С примерно за 10 мин, после чего начинается

регулируемое охлаждение со скоростью 0,15—0,25 К/мин в магнит-
ном поле до 600°С с последующей закалкой от 54042 [4-3]. Наибо-
лее распространенный режим отпуска, приводимый большинством
исследователей: 2 ч при 600°С, 4 ч при 580°С. Кроме того, для
сплавов с кремнием рекомендуется еще одна ступень отпуска: 1 ч
при 600°С, 1 ч при 580°С и 4 ч при 560°С [4-2].

4-5. ТЕМПЕРАТУРНАЯ СТАБИЛЬНОСТЬ ПОСТОЯННЫХ'
МАГНИТОВ

Изменение магнитных свойств сплавов рассматриваемой системы
при температурных воздействиях изучено в [4-4, 4-5].

Рис. 4-8. Кривые размагничивания
сплава Х25К15ЮБ при темпера-
туре 4-20, 4-350 и —197°С.

Таблица 4-?

Характер 1’стнка i: шепення . индукции Х25Ю5ЮБ 14-4J Х31К23 [4-5J
Необратимые потери при До 35С°С: До 500®С:
нагреве (для образцов с раз- 1% (при l/d=8; 4) 5% (при ltd=4)
личным отношением д ’.ины 3% (при l/d=2) 9% (при Z/d=l ,5)
к диаметру l/d)
Необратимые по: ери при охлаждении До —80°С: 1*4 (при Z/d=8) 6% (при Z/d=4; 2) —
Магнитно** старение при 1% —
350*С в течение 1000 ч Температ урныи коэффи- циент обратимых изменений индукции, %/К.’ —0,02 (/ J==4)
-|-20ч-+150вС —0,022 (при 1 d-4)
+ 1504--1-350® С —0,028 (I I) —0,03 (1 d- о
—80-?- Ь20°С —0,018 <//«/_4) —<1.02 (1 d-^4)

При нагреве до 500°С остаточная индукция и коэрцитивная сила
уменьшаются на 10—12%. Структурные изменения, приводящие
к необратимому снижению магнитных свойств, происходят лишь при
температуре выше 500°С. Важно, что для сплавов, легированных Ti
и V, коэрцитивная сила практически не изменяется при нагреве
вплоть до 300°С [4-5]. Влияние температуры на основные техниче-
ские характеристики иллюстрирует рис. 4-8, на котором приведены
кривые размагничивания сплава Х25К15ЮБ при температурах 20,
350 и —197°С [4-4]. В табл. 4-4 приведены данные измерений маг-
нитных свойств основных сплавов этой системы при разной темпера-
туре. Эти данные показывают, что по температурной стабильности
сплавы Fe-Cr-Co подобны сплавам ЮНДК.

4-8. ФИЗИКО-МЕХАНИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА

С точки зрения экономичности (низкое содержание кобальта) и
технологичности (применение умеренных скоростей охлаждения при
ТМО) перспективен сплав типа Х25К15ЮБ. Большое значение имеют
механические свойства сплавов Fe-Cr-Co, которые обеспечивают кон-
структивную прочность при значительных динамических нагрузках.

Пютность, кг/м’......................................... 785

Удельное электрическое сопротивление мкОм-м .... 50

Коэффициент линейного расширения при 20—300°С, К-1 12,2.10**
Отношение В/Н в точке (ВН)^^ Гн,м.................... 25—30*10-*

Коэффициент возврата, гн/м........................... 5-10~*

После После пдеюго
закалки цикла ТМО

Предел прочности при растяжении, 10’ Н/м1 . 70 100

Предел текучести, 10’ Н/м3...................... 35 —

Ударная вязкость, кДж/м*........................ 10 0,9

Относительное удшнение, %....................... 20 6

Твердость, HRq..............................16—18 36—38

После нормализации, а также после отжига в магнитном поле
сплав Х25К15ЮБ поддается холодной деформации, а после окон-
чательной ТМО (включая отпуск) обрабатывается резанием. После
окончательной ТМО пластичность снижается, однако для магнитов
это не существенно.

В [4-6] для изготовления мелких магнитов сложной формы
предлагается метод порошковой металлургии (прессование и спека-
ние в водороде чистых компонентов). Металлокерамический сплав
типа Х35К23 после полного цикла ТМО при плотности 7600 кг/м3
имеет следующие механические характеристики: предел прочности
при растяжении 1Ы07 Н/м1, при сжатии 17*108 Н/м1, твердость по
Бринеллю 44*10* Н/м1 (после закалки 25*10* Н/м1). При этом обес-
печиваются магнитные свойства: Вг=1,0 Тл; Яе=56 кА/м и
>/а(ВЯ)т«-13 кДж/м’.

Приведенные выше данные показывают, что сплавы Fe-Cr-Co
в качестве материала для магнитов способны полностью заменить
известные деформируемые сплавы, например викаллой (типа 52КФ),
а также частично — сплавы типов ЮНД и ЮНДК, особенно для
изготовления магнитов сложной формы, подвергающихся сильным
механическим воздействиям.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

ГЛАВА I

1-1. Вонсовский С. В. Магнетизм. М.: Наука, 1971.

1-2. Craik D. J., Tebble R. S. Ferromagnetism and ferromagnetic
domains, Amsterdam: North-Holland Publishing Co., 1965.

1-3. Livingston J. D., McConnell M. D. Domain wall energy in
cobalt — rare-earth compounds. — J. Appl. Phys., 1972, vol. 43, № 1.

1-4. Stoner E. C. The demagnetizing factors for ellipsoids. —
Phil. Mag., 1945, vol. 36, № 263.

1-5. Osborn J. A. Demagnetizing factors of the general ellip-
soid.— Phys. Rev., 1945, vol. 67, № 11—12.

1-6. Brown W. F. Jr. Magnetostatic principles in ferromagnetism.
Amsterdam: North-Holland Publishing Company, 1962.

1-7. Joseph R. J. Ballistic demagnetizing factors in uniformly
magnetized cylinders. — J. Appl. Phys., 1966, vol. 37, № 13.

1-8. Оноприенко Л. Г. Влияние магнитной кристаллографиче-
ской анизотропии на некоторые магнитные свойства одноосных фер-
ромагнетиков. — Физика металлов и металловедение, 1964, т. 17,
выл. 3, с. 350—360.

1-9. Белов К. П. Исследование новых магнитоупорядоченных
веществ.— Вестник МГУ. Серия III. Физика, астрономия, 1967, № 5,
с. 23-31.

1-10. Киттель Ч. Физическая теория ферромагнитных областей
самопроизвольной намагниченности. — В кн.: Физика ферромагнит-
ных областей. М.: Изд-во иностр, лит., 1951.

1-11. Френкель Я. И., Дорфман Я. Г. Spontaneous and induced
magnetization of ferromagnetic bodies. — Nature, 1930, vol. 126,
№ 3172, p. 274.

1-12. Stoner E. C., Wohlfarth С. P. A mechanism of magnetic
hysteresis in heterogeneous alloys. — Phil. Trans. Roy Soc., 1948,
vol. A240, p. 599—642.

1-13. Aharoni A., Shtrikman S. Magnetization curve of the infi-
nite cylinder. — Phys. Rev., 1958, vol. 1Й, № 5, p. 1522—1528.

1-14. Shtrikman S., Treves D. Micromagnetics. — In: Rado and
Suhl, eds„ Magnetism, N.-Y.: Acad. Press, 1963, vol. 3, ch 8.

1-15. Кондорский E. И. К вопросу о природе коэрцитивной си-
лы и необратимых изменений при намагничивании. — ЖЭТФ, 1937,
вып. 9—10, с. 1117—1131. . f

1-16. Kersten М. Grundlagen einer Theoric der ferromagnetischen
Hysterese und der Kocrzitivkraft, Leipzig: Hirzel, 1943.

1-17. Кондорский E. И. О гистерезисе ферромагнетиков.—
ЖЭТФ, 1940, т. 10, с. 420.

1-18. Неель Л. Влияние пустот и включений на коэрцитивную
силу.— в кн.: Физика ферромагнитных областей. М.: Изд-во иностр,
лит., 1951, с. 215—238.

ГЛАВА II

2-1. Тейлор К., Дарби М. Физика редкоземельных соединений.
М.: Мир, 1974.
2-2. Бозорт Р. Ферромагнетизм. М.: Изд-во иностр, лит., 195b.

2-3. Buschow К. Н. J., Van der Goot A. S. Intermetallic com-
pounds in the system samarium-cobalt. — J. Less Common. Met.,
Д968, vol. 14, p. 323—327.

2-4. Ray A. E. A review of the binary rare earth-cobalt alloy sys-
tems. — Cobalt, 1974, № 1, p. 13.

2-5. Khan Y. Uber die Konstitution der R-T Systems (R-Lant-
hanide und Yttrium, T-Eisen, Kobalt und Nickel». — Z. Metallkunde,
1974, Bd 65, S. 489.

2-6. Stmat K. J., Ray A. E. Evidence for new magnetic rare
earth-cobalt phases. — AJP Conf. Proc., 1953, vol. 24, p. 680.

2-7. Buschow К. H. J. Note on the stability of rare earth-cobalt
compounds with CaCu5 structure. — J. Less Comm. Met., 1972, vol. 29,
p. 283.

2-8. Lemaire R., Pautenet R., Schweizer J. Magnetism of rare
earth alloys. —IEEE Trans, on Magn., 1970, vol. MAG-6, № 2,
p. 1260.

2-9. Тейлор К. Интерметаллические соединения редкоземельных
металлов. М.: Мир, 1974. 221 с.

2-10. Дерягин А. В., Башков Ю. Ф., Андреев А. В. Редкоземель-
ные постоянные магниты с низким температурным коэффициентом
индукции. —ДАН СССР, 1975, т. 221, с. 584—587.

2-11. Дерягин А. В., Кудреватых Н. В., Башков Ю. Ф. Магнит-
ные свойства и магнитокристаллическая анизотропия некоторых
интерметаллических соединений типа R2C017.—-В кн.: Труды между-
народной конференции по магнетизму, МКМ-73, т. 1(2), М.: Наука,
1974, с. 223-225.

2-12. Lemaire R. Prcpriete magnStiques des composes interm£tal-
liques du cobalt avec les metaux des terres rares ou Tyttrium. — Co-
balt, 1966, № 32, p. 132—140; № 33, p. 201—211.

2-13. Ермоленко А. С. Температурная зависимость магнитной
кристаллической анизотропии интерметаллических соединений типа
RCOs* — В кн.: Труды международной конференции по магнетизму
МКМ-73, т. 1(1), М.: Наука, 1974, с. 231—236.

2-14. Greedan J. Е., Rao Y. U. S. An analysis of the rare earth
contribution to the magnetic anisotropy in RCo* and RaCop com-
pounds.— J. Solid State Chemistry», 1973, № 6, p. 387—395.

2-15. Saturation magnetic moment and crystalline anisotropy of
single crystals of light rare earth-cobalt compounds RCoft/Tatsumo-
to E., Okamoto T., Fujii H., Inoue C. — J. de Phys., CI, suppl., 1971,
vol. 32, p. 550.

2-16. Теория магнитной анизотропии редкоземельных материа-
лов, их сплавов и соединений/ Ирхин Ю. П. Заболоцкий £. И., Кар-
пенко В. П., Розенфельд £. В. —В кн: Труды международной кон-
ференции по магнетизму, МКМ-73, т. 5, М.: Наука, 1974, с. 39—43.

2-17. Magnetocrystalline anisotropy of SmCo9 and its interpreta-
tion on a crystal-field model/ Sankar S. G., Rao Y. U. S., Segal E.,
Wallace W. E., Frederick W. G. D., Garett H. J.— Phys. Rev., B.,
1975, vol. 11, № 1» p. 435—439.

2-18. Buschow К. H. J., van Diepen A. M., de Wijn H. W. Crystal-
field anisotropy of Sm>+ in SmCO$. — Solid State Comm., 1974,
vol. 15, p. 903.

2-19. Брянцев В. Я., Сергеев В. В. Магнитные свойства соеди-
нения Sm9Coi7 с добавками З^-металлов. — Физика магнитных ма-
териалов. Межвузовский сборник научных трудов, 1974, вып. 2,
с. 17—22.
2-20. Исследование магнитных свойств соединений Sm2(CoD)i7/
Брянцев В. Я., Сергеев В. В., Булыгина Т. И., Коротков А. Л.—
1 руды ВНИИЭМ, 1978, т. 57, с. 5—10.

2-21. Livingston J. D., McConnell М. D. Domain-wall energy in
cobalt-rarc earth compounds. — J. Appl. Phys., 1972, vol. 43, № 11,
p. 7450—7462.

2-22. Ratnam D. V., Wells R. G. Determination of domain wall
energies in rare earth-cobalt compounds. — AIP Conf. Proc., 1973,
№ 10, pt. 1, p. 568—572.

2-23. Казенннкова А. IL, Макаров К. T., Сергеев В. В. Измере-
ние энергии доменных границ в монокристаллах соединений УСо5,
SmCofl, SnhCon. — Труды ВНИИЭМ. 1978, т. 57, с. 24—28.

2-24. Van den Broek J., Zijlstra H. Calculation of intrinsic coer-
civity of magnetic domain walls in perfect crystals. — IEEE Trans,
on Magn., 1971, vol. MAG-7, № 2, p. 226—230.

2-25. Hilzinger H., Kronmfiller H. Spin configuration and intrin-
sic coercive field of narrow domain walls in COsR-compounds. —
Phys. Stat. Sol., 1972, vol. 54, p. 593—604.

2-26. Mise on evidence d’un nouveau processus d’aimantation
ferromagnetiques non colineaircs/ Barbara B., Becle C., Lemaire R.»
Paccard D. — J. de Phys., 1971, vol. 32, CI, p. 299—304.

2-27. Oesterreicher H.t McNeely D. Low temperature magnetic
studies on various substituted rare earth (R)-transition metal (T)
compounds RT5. — J. Less Comm. Met., 1976, vol. 45, p. 111—116.

2-28 Ермоленко А. С., Королев А. В. Гигантская коэрцитивная
сила и некоторые особенности процессов перемагничивания массив-
ных соединений Sm (Coi-xNix) в. — Письма в ЖЭТФ, 1975, т. 21,
вып. 1, с. 34—37.

2-29. Bachmann К*, Hoffer F. Bereichsstrukturen und Ummagne-
tisierungsvorgange in kleinen SECos — Kornern. — Z. angew Phys.,
1971, Bd 32, № 1, S. 41—44.

2-30. Kandaurowa G. S., Deryagin A. V., Lagutin A. E. On the
statistical character of magnetic properties of single-crystal particles
in highly anisotropic ferromagnetics. — Phys. Stat. Sol. (a), 1975,
vol. 27, p. 429—440.

2-31. Ермоленко А. С., Королев А. В. Особенности магнитного
гистерезиса в монокристаллах соединений RCos. —Физика металлов
и металловедение, 1973, т. 36, вып. 1, с. 52—59.

2-32. О механизме скачкообразного перемагничивания монокри-
сталлов SmCoe и GdCo5/ Ермоленко А. С., Королев А. В., Лагуно-
ва В. И., Щербакова Е. В. — Физика металлов и металловедение,
1974, т. 38, вып. 5, с. 1001—1011.

2-33 Searle С. W., Garett Н. J. Magnetization reversal process
in RCoa particles and sintered permanent magnets. —J. Appl. Phys.,
1974, vol. 45, № 1, p. 5037—5042.

2-34. Searle C. W. Effect of oxygen on magnetization reversal
of rare-earth Co5 particles. — Appl. Phys. Lett., 1974, vol. 24, Ns 1,
p. 30—32.

2-35. Schweizer J., Strnat K., Tsui J. Coercivity of heat-treated
R-Co powder compacts. — IEEE Trans, on Magn., 1971, vol. MAG-7.
№ 3, p. 429-431.

2-36. Федичкин Г. M., Бородулин И. Н., Гладышев С. Н. Окис-
ление порошков соединений РЗМ-Co на воздухе при комнатной тем-
пературе.— Физика магнитных явлений. Межвузовский сборник на-
учных трудов, 1974, вып. 2, с. 43.
2-37. Zijlstra H., den Breeder F. J. A. Structure and coercivity
of SmCos magnets. — Труды международной конференции по маг-
нетизму, МКМ-73, М.: Наука, 1974, т. 5, с. 304—314.

• 2-38. Benz М., Martin D. Anisotropy parameters and coercivity
for sintered Co5Sm permanent magnet alloys. —J. Appl. Phys., 1972,
vol. 43, № 11, p. 4733—4736.

2-39. Спидченко В. К., Булыгина T. И., Сергеев В. В. О влия-
нии величины намагничивающего поля и температуры на магнитные
характеристики постоянных магнитов из порошков SmCos. — В кн.:
Редкоземельные металлы, енлавы и соединения. М.: Наука, 1973,
с. 71—74.

2-40. Gaunt Р. Domain wall pinning as a source of magnetic
hardening in alloys. — J. Appl. Phys., 1972, vol. 43, № 2, p. 637—638.

2-41. Zijlstra H. Domain wall processes in SmCos particles.—
J. Appl. Phys., 1970, vol. 41, № 12, p. 1510.

2-42. Сергеев В. В., Булыгина Т. И., Спидченко В. К. О приро-
де коэрцитивной силы магнитов из порошков RCos — В кн.: Труды
международной конференции по магнетизму: МКМ-73, т. 2, М.:
Наука, 1974, с. 208—211.

2-43. Сергеев В. В., Булыгина Т. И., Спидченко В. К. Расчет
кривых размагничивания магнитов из SmCo5 при кратковременных
изменениях температуры. — Физика магнитных материалов. Межву-
зовский сборник научных трудов. 1975, вып. 3, с. 30—35.

2-44. Вонсовский С. В. Магнетизм. М.: Наука, 1971.

2-45. Hilzinger Н. The influence of planar defects on the coercive
field of hard magnetic materials. — Appl. Phvs., 1972, vol. 12, № 3,
p. 253—260.

2-46. Kronmuller H., Hilzinger H. The coercive field of hard
magnetic materials. — Int. J. Magnetism. 1973, vol. 5, p. 27—32.

2-47. Кононенко А. С., Сергеев В. В., Спидченко В. К. Влияние
термообработки па температурную зависимость коэрцитивной силы
магнитов из SmCos. — Физика металлов и металловедение, 1978,
т. 46, № 3, с. 496—501.

2-48. Bartlett R. W., Yorgensen Р. J. Microstructure and growth
kinetics of the fibrous composite subscale formed by internal oxida-
tion of SmCos. — Met. Trans., 1974, № 5, p. 355.

2-49. Herget C., Domazer H. Methods for the production of rare
earth 3d —metal alloys with particular emphasize on the cobalt
alloys. — Goldschmidt informiert, 1975, Bd. 4/75, № 35, S. 3—33.

2-50. Пат. № 3,748,193 (США).

2-51. Изготовление магнитов из порошка SmCo5, полученного
методом прямого восстановления/ Сергеев В. В., Шахиджано-
ва С. И., Кононенко А. С., Ермолин В. И. — Электротехническая
промышленность. Электротехнические материалы, 1977, № 12,
с. 13—15.

2-52. Пат. № 2303697 (ФРГ).

2-53. Влияние ппопессоп изготовления на магнитные свойства
постоянных магнитов из «р^рметаллических соединений R-Со/ Сер-
геев В. В., Ермолин В. И., Булыгина Т. И. и др. — Электротехниче-
ская промышленность. Электротехнические материалы, 1972, № 2,
с. 14—17.

2-51. Магнитные характеристики порошков из соединений типи
RCo5/ Ермолин В. И., Сергеев В. В.. Кононенко А. С., Рабино-
вич Ю. М., Малик И. В.— Труды ВНИИЭМ. 1974. т. 40, с, 10—19.
14* •
2-55 Buschow K-, Naastepad P., Westendorp F. Preparation cf
SmCos permanent magnets.—J. Appl. Phys., 1969, vol. 40, № 10,
p. 4020—4032.

2-56. Strnat K., Olson J., Hoffer G. Coercivity of mishmetal —
cobalt alloy powders. J. Appl. Phys., 1968, vol. 39, № 2, p. 1263 —
1265.

2-57. Лившиц Б. Г., Липецкий Я. Л., Савич А. Н. Влияние про-
должительности измельчения и способа приготовления смесей для
жидкофазного спекания на структуру и свойства самарий-кобаль-
товых магнитов. — Физика магнитных явлений (Межвузовский сбор-
ник научных трудов), 1974, вып. 2, с. 48—55.

2-58. McCurrie R. Detemination of intrinsic coercivity distribu-
tions in aligned assemblies of uniaxial SmCos and LaCo3 particles. —
Phil. Mag., 1970, vol. 23, p. 1013—1023.

2-59. Becker J. J. Rare-earth-compound permanent magnets. — J.
Appl. Phys., 1970, vol. 41, № 3, p. 1055—1064.

2-60. Магат Л. M., Короткова M. H. Рентгенографическое опре-
деление степени совершенства текстуры в постоянных магнитах из
магнитноодноосных порошков. — Физика металлов и металловеде-
ние, 1973, т. 35, вып. 5, с. 1109—1111.

2-61. Исследование различных способов уплотнения порошка
сплава SmCo6 в магнитном поле/ Ермолин В. И., Сергеев В. В., По-
волоцкий Е. Г., Суров Ю. И. — Электротехническая промышлен-
ность. Электротехнические материалы. 1975, № 1, с. 12—14.

2-62. Johnson R., Fellows G. Simpflication du mode d’elaboration
des aimants permanent cobalt-terres rares. — Cobalt, 1971, № 53,
p. 191—196.

2-63. Buschow K., Lutejn W., Westendorp F. High energy pro-
duct permanent magnets. — J. Appl. Phys., 1969, vol. 40, № 3, p. 1309.

2-64. Westendorp F., Buschow K- Permanent magnets with ener-
gy products of 20 million Gauss oersteds. — Sol. St. Comm., 1969,
№ 7, p. 639—640.

2-65. Магнитные свойства сплавов системы (SmPr)Co5/ Деря-
гин А. В., Щербакова Е. В., Лагунова В. И., Шур Я. С., Ермолен-
ко А. С., Романов Е. П., Магат Л. М. — Изв. АН СССР. Сер. фи-
зическая, 1972, т. 36, № 7, с. 1606—1610.

2-66. Использование высоких статических и динамических дав-
лений при изготовлении постоянных магнитов из соединения RCo5/
Сергеев В. В., Ермолин В. И., Сальковский Ф. М., Семин В. П.,
Бананов С. С., Стреляев А. Е. — Труды ВНИИЭМ, 1974, т. 40,
с. 5-9.

2-67. Das D. Twenty million energy product samarium — cobalt
magnet. — IEEE Trans, on Magn., 1969, vol. MAG-5, № 3,
p. 214—216.

2-68. Cech R. Sintering of die-pressed Co5Sm magnets. — J. Appl.
Phys., 1970, vol. 41, № 13, p. 5247.

2-69. Martin D., Benz M. Cobalt-rare earth repmanent magnet al-
loys. — Cobalt. 1971, № 50, p. 11—15.

2-70. Das. D. Influence of sintering temperature on magnetic pro-
perties of samarium-cobalt magnets. — IEEE Trans, on Magn., 1971,
vol. MAG-7, № 3, p. 432—435.

2-71. Carriker R. The use of Sm3Co in sintering SmCo5 mag-
nets. —Appl. Phys. Lett., 1972, vol. 29, № 7, p. 250-251.
2-72. Benz M., Martin D. Mechanism of sintering in cobalt rare-
earth permanent-magnet alloys. — J. Appl. Phys., 1972, vol. 43, № 7,
p. 3165- 3169.

2-73. Magnetic behaviour of cobalt and nickel in compounds with
rare earth metals/ Lemaire R., Paccard D., Pauthenet R., Schwei-
zer J. —J. Appl. Phys., 1968, vol. 39, № 2, p. 1092—1094.

2-74. Исследование структуры спеченных магнитов из соедине-
ния SmCos/ Кононенко А. С., Сергеев В. В., Малахов Г. В., Альт-
ман В. А., Николаева Г. И., Пашков П. П. — Изв. АН СССР. Сер.
Металлы. 1978, № 5, с. 184—187.

2-75. Martin D.f Laforce R. Р., Benz М. G. Post-sintering heat
treatment of cobalt-rare earth magnets. Digests of the Intermag.
Conf., Washington, 1973, p. 2.5.

2-76. Получение магнитов из соединения SmCo5 с величиной
проницаемости возврата, близкой к единице во втором и частично
в третьем квадрантах петли гистерезиса/ Сергеев В. В., Кононен-
ко А. С., Ларичкина Р. Я., Ермолин В. И. — Электротехническая
промышленность. Электротехнические материалы. 1978, № 1,
с. 14—16.

2-77. Doser М., Smeggil J. G. Some observations of the magnetic
properties of fluid-quenched CosSm magnets. — IEEE Trans, on
Magn., 1973, vol. MAG-9, № 3, p. 168—171.

2-78. Martin D., Benz M., Rockwood A. Cobalt-samarium perma-
nent magnet alloys: variation of lattice parameters with composition
and temperature. — AJP Conf. Proc., N-Y, 1973, № 10, pt I,
p. 583—587.

2-79. Weihrauch P., Das D. The annealing response of SmCo mag-
nets and its dependence on composition and processing. — AJP Conf.
Proc., 1974, № 18, pt 2, p. 1149—1153.

2-80. Структура и магнитные свойства в процессе изготовления
спеченных магнитов на основе интерметаллического соединения
SmCo5/ Сергеев В. В., Рабинович Ю. М., Малахов Г. В., Паш-
ков П. П„ Кононенко А. С. — Электротехническая промышленность.
Электротехнические материалы, 1975, № 1, с. 15—18.

2-81. Кононенко А. С., Сергеев В. В., Рабинович Ю. М. Взаимо-
связь свойств магнитов из РЗМ-Co, уплотненных жидкофазным спе-
канием с режимами спекания, отжига н размола порошков. —
Электротехническая промышленность. Электротехнические материа-
лы, 1974, № 2, с. 13—15.

2-82. Кононенко А. С., Сергеев В. В. Исследование процесса по-
лучения магнитов из соединений Pro,5Smo.5Co5. — Электротехниче-
ские материалы, 1977, № 4, с. 10—13.

2-83. Gesslnger G. De Lamott Е. Der Sintermechanism us von
SmCo Legierungcn.—Z. Metallkunde. 1973, Bd 64, № 11, S. 771—775.

2-84. Кононенко А. С., Сергеев В. В. Влияние длительности спе-
кания на свойства магнитов из соединения SmCo5. — Порошковая
металлургия, 1978, № 3, с. 70—75.

2-85. Technology of SmCo5 magnets/ Naastepad P., den Bree-
der F., Klein R., Wassink. — Powder Metallurgy International, 1973.
vol. 5, № 2. p. 61—65.

2-86. Gesslnger G., de Lamotte E.. Bachman K. On the sintering
mechanism of SmCos powders. — IEEE Trans, on Magn,, 1972,
vol. MAG-8, p. 557—559.
2-87. Westendorp F. On the coercivity of SmCo5. — Solid St.
Comm., 1970, № 8, p. 139—141.

2-88. Buschow K-, den Broeder F. The cobalt rich regions of the
samarium-cobalt and gadolimium-cobalt phase diagrams. — Less.
Comm. Met.. 1973, № 33. p. 191—201.

2-89. den Broeder F., Westerhout G., Buschow H. Influence of
the stability of RCos-phases on their permanent magnetic properties.—
Z. Metallkunde, 1974, Bd 65. H. 7, S. 501—505.

2-90. Тепла! decomposition and magnetic behaviour of Co-.Sm'
Smeggil J., Rao P., Livingston J.. Koch E. — AJP Conf. Proc., 1974.
№ 18. pt 2, p. 1144—1148.

2-91. Влияние отжига на коэрцитивную силу монокристалличе-
ских постоянных магнитов из соединения SmCo5/ Ермоленко А. С.,
Щербакова Е. В.. Ефремова Н. Н.» Финкельштейн Л. Д. — Физика
металлов и металловедение, 1975, т. 40, вып. 2. с. 289—295.

2-92. Croat J., Lee R. A metallographic study of sintered SmCos
compacts. — IEEE Trans, on Magn., 1974, vol. MAG-10, № 3,
p. 712—715.

2-93. Lee R., Croat J. Heat treatment of off — stoichiometric
SmCo5 magnets. — IEEE Trans, on Magn.. 1974, vol. MAG-10, № 3,
p. 808-711.

2-94. Bartlett R., Jorgensen P. Microstructural changes in SmCos
caused by oxigen, sinter-annealing and thermal ageing.— Less. Comm.
Met., 1974, vol. 37, № 1, p. 21—34.

2-95. Menth A., Bachman K. Magnetic phase analysis of RECo5
permanent magnetic materials. — AJP Conf. Proc., 1973, № 10. pt. 1.
p. 578—581.

2-96. Nesbitt E. New permanent magnet materials containing ra-
re-earth metals.— J. Appl. Phys., 1969, vol. 40. № 3. p. 1259.

2-97. Further magnetic and thermal studies of cast rare-earth
permanent magnets/ Nesbitt E., Chin G., Gallagher P„ Sherwood R.,
Wernick J.— J. Appl. Phys., 1970, vol. 41, № 3, p. 1107.

2-98. Kimura Y., Kamino K. Directional magnetic properties and
structures in the SmCos—SmCus system alloy. — Trans. Japan Inst
Metals, 1970, vol. 11, № 2, p. 132.

2-99. Leamy H., Green M. The structure of Co-Cu-Fe-Ce perma-
nent magnets. — IEEE Trans, on Magn., 1973, vol. Mag-9, Ns 2.
p. 205.

2-100. Microstructure and magnetic aftereffect in bulkhardcned
rare-earth cobalt-copper base permanent magnet alloys/ Ray A., Mild-
rum H., Strnat R., Harmer R. — J. de Physique, 1971. vol. 32, suppl.,
№ 2-3, p. CI- 554.

2-101. Chin G., Green M., Leamy H. Kinetics of coercive force
changes during ageing of Co Fe-Cu-Cc permanent magnets. — AJP
Conf. Proc., N — Y., 1975. № 24, p. 691 G92.

2-102 Directional solidification of Co-Cu-R permanent niagn?f
alloys/ Chin G., Green M., Nesbitt E.. Sherwood R., Wernick J. —
IEEE Trans, on Magn., 1972, vol. MAG-8, № 1. p. 29.

2-103. Медведев Б. В., Гладышев С. Н., Цирков А. И. Исследо-
вание процсссоп получения магнитов из интерметаллических соеди-
нений РЗМ-Co с (ВН)тах=\(>—20* 10е Гс’Э. — В кн.: Тезисы до-
кладов VII совещания по редкоземельным металлам, сплавам и со-
единениям. М.: Металлургия, 1972, с. 34—35.
2-104. Tawara Y., Senno H. Sintered magnets of copper and iron*
modified cerium cobalt.— 1ELE fraus. on Magn., 1972, vol. MAG-8,
Ла 3, p. 5bu.

2-105. Senno H., Tawara Y. Magnetic properties of Sm-Co-Fe-Cu
alloys for permanent magnet materials. — Japan J. Appl. Phys., 1975,
vol. 14, № 10.

2-10b. Theuerer H., Nesbitt E., Bacon D. High coercive force
rare-earth alloy films by getter sputtering. — J. Appl. Phys., 1969,
vol. 40, Ла 7, p. 2994.

2-107. Исследование свойств магнитов из сплава SmCo» для
синхронного двигателя при одновременном действии температуры и
сильных размагничивающих полей/ Булыгина Т. И., Ларичкина Р. Я,
Сергеев В. В.» Спидченко В. К. — 1 руды ВНИИЭМ» 1975, т. 44,
с. 138—143.

2-108. Mildrum Н., Hartings М., Strnat К. Thermal stability and
temperature coefficients of sintered samarium cobalt magnets. —AJP
Coni. Proc., 1974, № 18, pt 2, p. 1163—1167.

2-109. Martin D., Benz M. Magnetization changes for cobalt-
rare-earth permanent magnet alloys when heated up to 650JC.—
1HEE Trans, on Magn., 1972, vol. MAG-8, № 1, p. 35—41.

2-110. Шур Я. С., Ширяева О. И., Майков В. Г. О температур-
ной стабильности магнитных свойств постоянных магнитов из спла-
вов редкоземельных элементов с кобальтом. — Физика металлов н
металловедение, 1975, т. 39, выи. 5., с. 1118—1120.

2-111. Bachman К. Reversible and irreversible losses of magneti-
zation in SmCos-magnets. — AJP Conf. Proc., 1974, № 18, pt 2,
p. 1168—1172.

2-112. Benz M., Laforce R., Martin D. A Co-Gd-Sm permanent
magnet with a zero temperature coefficient of magnetization.—AJP
Conf. Proc., 1974, № 18, pt 2, p. 1173—1176.

2-113. Спидченко В. K«, Булыгина Т. И., Сергеев В. В. Расчет
изменений намагниченности и проницаемости возврата магнитов из
SmCo5 при одновременном воздействии на них температуры и раз-
магничивающего поля. — Электротехника, 1979, № 11.

ГЛАВА Ш

3-1.Лившиц Б. Г., Львов В. С. Высококоэрцитивные сплавы на
железоникельалюминневой основе. М.: Металлургиздат, 1960.

3-2. Etudes de la construction sur les alliages Al-Ni-Fe/ Albane-
si G., Asti G., Musci M., Criscuolli R. — Z. Angew. Phys., 1968, Bd 25,
G. 2, S. 62—57.

3-3. Higuchi A. Effect of adding elements on Alnico.—Z. Angew.
Phys., 1966, Bd 21, H. 2, S. 80—83.

3-4. Iwama I., Inagaki M., Miyamoto T. Effects of titanium in
Alnico-8 type magnet alloys. — Trans. Japan Inst. Metals, 1970, vol. 11,
Aa 4, p. 268—273.

3-5. Довгалевский Я. M. Легирование и термическая обработка
магнитотвердых сплавов. М.: Металлургия, 1971.

3-6. О составе фаз сплава тнкональ (ЮНДК35Т5)/ Зель-
цер Е. Ю., Кучерова Н. В., Фридман А. А. и др.— Физика метал-
лов и металловедение, 1969, т. 28, вып. 3, с. 568—571.

3-7. Лещинская Р. П., Самарцева Г. П., Ронами М. П. О «фазе
перегрева» в сплавах типа ЮНДК. — Металловедение и термическая
обработка металлов, 1973, № 3, с. 17—19.
3-8. Лещинская Р. П. Исследование структуры а,-фазы сплавов
типа ЮНДК и ЮНДКТ. — Металловедение и термическая обра-
ботка металлов, 1974, № 12, с. 32—35.

3-9. Лещинская Р. П., Самарцева Г. П. Кинетика (а-*?)-пре-
вращения и магнитные свойства сплавов типов ЮНДК и ЮНДКТ.—
Металловедение и термическая обработка металлов, 1975, № 4,
с. 47—54.

3-10. Исследование кинетики образования у-фазы в сплавах ти-
па ЮНДК35Т5 при 830—900°С/ Лившиц Б. Г., Изгородин А. К-,
Николаева В. Н. и др. — Металловедение и термическая обработ-
ка металлов, 1972, № 6, с. 65—67.

3-11. Хачатурян А. Г. Теория фазовых превращений и структу-
ра твердых растворов. М.: Наука, 1974.

3-12. Магат Л. М., Шур Я. С., Мелкишева Э. Н. Связь коэрци-
тивной силы с начальными стадиями распада пересыщенного твер-
дого раствора в сплавах типа альнико. — Физика металлов и метал-
ловедение. 1964, т. 17, вып. 2, с. 296—298.

3-13. Vos de К. J. Mikrostrukturen von Alnoco-Legierungen. — Z.
Angew. Phys., 1966, Bd 21, H. 5, S. 381—385.

3-14. Pashkov P. P., Fridman A. A., Granovsky E. B. Structural
changes in alnico alloys.— IEEE Trans. Magn., 1970, vol. MAG-6,
№ 2, p. 211—214.

3-15. Crystal structure and morphology of the alloys for cast per-
manent magnets/ Livshitz B. G., Knizhnik E. G„ Kraposhin V. S„
Linetsky Ya. L.—IEEE Trans. Magn., 1970, vol. MAG-6, № 2,
p. 237—239.

3-16. Рабинович Ю. M., Сергеев В. В. Влияние магнитного поля
на формирование магнитных свойств монокристаллов ЮНДК24 и
ЮНДК35Т5 в процессе фазового превращения. — В кн.: Механизм
и кинетика кристаллизации (Тезисы докладов). Минск: Наука и
техника, 1968, с. 130—131.

3-17. Влияние магнитного поля на свойства сплава ЮНДК35Т5
в процессе термомагнитной обработки/ Сергеев В. В., Ларнчки-
на Р. Я., Рабинович Ю. М, Грановский Е. Б. — Металловедение и
термическая обработка металлов, 1968, № 5, с. 62—67.

3-18. Структура фаз сплавов типа тикональ после закалки от
температур 800—850°С/ Сумин В. И., Фридман А. А., Пашков П. П.
и др.— Физика металлов и металловедение, 1977, т. 43, № 3,
с. 652—654.

3-19. Структура и свойства сплавов Fe-Co-Ni-Al-Cu в высоко-
коэрцитивном состоянии/ Грановский Е. Б., Пашков П. П., Сер-
геев В. В., Фридман А. А. — Физика металлов и металловедение,
1967, т. 27, вып. 3, с. 444.

3-20. Булыгина Т. И., Сергеев В. В. Магнитоструктурный ана-
лиз высококоэрцитивных сплавов типа альнико. — Физика металлов
и металловедение, 1969, т. 27, вып. 4, с. 703—709.

3-21. Яковлева Е. Ф. Фазовый анализ магнитотвердых спла-
вов.—В кн.: Сборник трудов ЦНИИЧМ. Вып. 37. Новые методы
испытаний металлов. Химический контроль в металлургии. М.: Ме-
таллургиздат, 1964, с. 155—159.

3-22. Determination of composition in alnico-5 phases/ Dra-
pier I. M., Coutsouradis D., Habraken L. a. o. — J. Appl. Phys., 1969,
vol. 40, № 3, p. 1305-1306.
3-23. Mason J. J., Ashall D. W., Dean A. V. The structure of
Ni-Co-Al-TiCu-Fe permanent magnet. — IEEE Trans. Magn., 1970,
vol. MAG-6, № 2, p. 191—194.

3-24. О составе низкотемпературных фаз сплава тикональ/ Гра-
новский Е. Б.. Фридман А. А.. Повицкий В. А., Пашков П. П —
Труды ВНИИЭМ, 1971, т 35, с. 91—94.

3-25 Формирование магнитных свойств и состав фаз высококо-
’Фпитпвного сплава ЮНДК40Т8/ Рабинович Ю. М., Сергеев В. В.,
Булыгина Т. И., Зельцер Е. Ю., Иванова С. Н. — Труды ВНИИЭМ,
1974. т. 40. с. 24—33.

3-26. X-Ray and Mossbaucr study of alnico-8/ Povitsky V., Gra-
novsky E„ Fridman A. a. o. — IEEE Trans. Magn., 1970, vol. MAG-5,
№ 2. p. 215—217.

3-27. Sergeyev V. V., Bulygina T. I. Analysis of magnetization
reversal process in alnico alloys on basis of magnetic properties. —
IEEE Trans. Magn., 1971, vol. MAG-7, № 3. p. 436.

3-28. Aharoni A. Nucleation of magnetization on reversal in ESD
magnets. — IEEE Trans. Magn.. 1969. vol. MAG-5, № 3. p. 207—210.

3-29. Казенникова А. П., Макаров К. T„ Сергеев В. В. Домены
магнитного взаимодействия и микроструктура сплава ЮНДК35Т5.—
Труды ВНИИЭМ. 1974. т. 40, с. 72—80.

3-30. Лужинская М. Г., Пузанова Т. 3., Шур Я. С. Изменение
вила доменной структуры монокристаллов высококоэрцитивного
сплава альнико при перемагничивании. — Физика металлов и метал-
ловедение. 1967. т. 23, вып. 3. с. 495—503.

3-31. Шекалов А. А.. Старченко И. П. Влияние основных компо-
нентов на свойства сплавов типа тикональ. — В кн.: Труды
ВНИИТВЧ. Промышленное применение токов высокой частоты.
Вып. 11. М. — Л.: Машиностроение, 1970, с. 250—259.

3-32. Металлургия прецизионных сплавов/ Грапианов Ю. А., Пу-
тимцев Б. Н.. Молотилов Б. В. и др. — М.: Металлургия, 1975.

3-33. Грацианов Ю. А.» Герасименко А. А. Влияние присадок
некоторых элементов раскислителей и модификаторов на микро-
структуру и магнитные свойства сплава ЮНДК24. — В кн.: Труды
ЦНИИЧМ. Прецизионные сплавы. Вып. 51. М.: Металлургия. 1967.
с. 223.

3-34. Исследование технологии плавки сплава ЮНДК24/ Ляпи-
чев И. Г. Чесноков Ю. В., Чигиринский Д. Я. и др. — В кн.: Мате-
риалы III Всесоюзной конференции по ферромагнитным сплавам.
Львов* изд. Львовского гос. ун-та, 1971, с. 66—69

3-35. Wittig R. Einflufl geringer Zusatze auf die Stengelkristalli-
sation titanhaltiger Alnico-Legierungen. — Z. Angew. Phvs., 1966.
Bd 21, H. 2, S. 98—101.

3-36. Влияние церия и иттрия на склонность сплава ЮН^К35Т5
к хрупкому разрушению/ Лившиц Б. Г.. Изгоролин А. К., Николае-
ве! и др. — Литейное произвотство, 1972. № 1, с. 65- 67.

3-37. Ракитина 3. А., Чернов В. М. Влияние редкоземельных
элементов на фазовые превращения сплава тикональ. — Металлове-
дение и термическая обработка металлов. 1972, № 12, с. 64—68.

3-38. Ляпичев И. Г., Даммер В. X. О механизме влияния бора
на механические свойства сплава тикональ. — В кн.: Электронные
п электромеханические устройства. М.: Энергия. 1969. с. 417—421.

3-39. Облезин А. Г. Магнитные свойства и структура сплава
ЮНДК15 с оловом, индием и галлием. - Металловедение и терми-
ческая обработка металлов, 1969, № 2, с. 16—19.
3-40. Bronner C. Improvements to the high-coercive Al-Nf-Co
alloys. — IEEE Trans. Magn., 1970, vol. MAG.-6. № 2. p. 301.

3-41. Angus H. C., Mason J. J., Shaw S. W. K. Columnar casting
of Al-No-Co-Fe magnet allov containing 5—10% Ti. — Mctallurgia.
1970. vol. 82. № 492, p. 127—130.

3-42 Kamato I., Anbo T. The influence of carbon and sulfur on
directional solidification of Alnico alloys. — Nippon Kindzoku Gakkai
Shi. 1967, vol. 13, p. 1053—1056.

3-43 Дорофеев Ю. Г., Шатов to. С., Мураль В. В. Влияние ле-
гирующих элементов па распределение углерода в магнитотвердых
сплавах. — В кн.: Металловедение, термообработка и физические
свойства металлов и сплавов. Труды Липецкого филиала МИСиС.
Вып. VII. часть П. Липецк: изд. МИСиС. 1970. с. 25—32.

3-44. Лобынцев Е. С., Галушко И. М. Влияние легирования на
структуру и магнитные свойства сплава ЮНЛК38Т8. — Электротех-
нические материалы, 1974. вып. 3(44). с. 16—17.

3-45. Takeshi A. The influence of niobium on the magnetic pro-
perties of alnfco. — Nippon Kindzoku Gakkal-Shi. 1966, vol. 39. № 1.
p. 46—50.

3-46. Шатов Ю. С., Таранов О. Г.. Ракитина 3. А. Сплав
ЮНДК35Т5. легированный фосфором. — Металловедение и терми-
ческая обработка мета ялов. 1973, № 11. с. 69—72.

3-47. Кузнецов В. М.. Лобынцев Е. С., Самарин А. М. Влияние
легирования Si, Nb, V, Tf. Zr. Сг и метода выплавки на структуру
и магнитные свойства Fe-Ni-A1-Co-Cu сплавов. — В кн.: Физико-хи-
мические основы производства стали. М.: Натка, 1971, с. 96—98.

3-48. Harrison I.. Wright W. Alliages colnmnaires a haute tita-
ne. — Cobalt, 1967. № 35, p. 63—68.

3-49. Harrison I. The metallography of some high coercive al-
loys. — Z. angew Phys., 1966, Bd 21. H. 2, S. 101—104.

3-50. Влияние микролегирования селеном и теллуром на физи-
ко-механические свойства сплавов ЮНДК35Т5 и ЮНДК40Т8/ Бут-
кевич Е. М.. Даммер В. X.. Буткевич Л. Ф. и др. — В кн.: Электро-
техническая аппаратура. Сборник статей. Т. 2. Электрические ма-
шины. М.: Энергия. 1971. с. 201—203.

3-51. Ляпичев И. Г. Влияние технологии плавки на свойства по-
ли кристаллических высококоэрцитнвных сплавов системы Fe-Ni-Co-
Al-Ti. — В кн.: Устройства электропитания и электропривода малой
мощности Т. 2. Электрические машины и аппараты. М : Энергия.
1970. с 332—338.

3-52. Леви Л. И., Фролов М. М., Столяр Г. Ф. Влияние обработ-
ки аргоном сплава Fe-Ni-Al-Co па содержание неметаллических
включений. — Литейное производство, 1970, № 8. с. 23—24.

3-53 Улучшение технологии плавки магнптотвердых сплавов
’типа ЮНЛК35Т5/ Ляпичев ТТ. Г.. Чесноков ТО. В., Даммер В. X
Буткевич Е. М. — В кн.: Электромеханические устройства и систе-
мы. Электронные приборы. М.: Энергия. 1967, с. 157.

3-54. Особенности изготовления сплавов типа ЮНДК40Т7 с на-
правленной кристаллической структурой/ Беликов Б. А.. Леоно-
ва Г. Л., Королев Б. Г.. Клочков А. Б. — Электронная техника
Сер. 6. Материалы. 1973, вып. 2. с. 8—11.

3-55. Лещинская Р. П., Ронами Г. И., Самарцсва Г. П. Неме-
таллические включения п сплаве ЮПДК35Т5.— Металловедение ч
термическая обработка металлов. 1973. № 8. с. 52 55
3-56. ВаЙнгард Г. Введение в физику кристаллизации металлов
М.: Мир, 1967.

3-57. Naastepad Р. A. Controlled solidification of Ticonal X. —
Z. Angew. Phys., 1966, Bd 21, H. 2, S. 104—107.

3-58. Ларичкина P. Я., Сергеев В. В., Казенникова А. П. Хими-
ческая неоднородность монокристаллов сплавов альнико. — Литейное
производство, 1968, № 12, с. 31 32.

3-59. Clegg A. G. The effect of cobalt, sulfur and tellurium of
the liquidus-solidus gaps of Fe-Ni-Al-Co-Al alloys. — IEEE Trans.
Magn., 1970, vol. MAG-6, № 2, p. 201—204.

3-60. Sergeyev V., Larichkina R. Ya. Relation of magnetic proper-
ties to structural perfection in alnico single crystals.--IEEE Trans.
Magn., 1970, vol. MAG-6, № 2, p. 239.

3-61. Влияние металлургических факторов и условий термомаг-
нитной обработки на магнитные свойства монокристальных магни-
тов/ Ларичкина Р. Я.» Сергеев В. В., Рабинович Ю. М. и др.—
Электротехническая промышленность. Электротехнические материа-
лы, 1973, вып 5(34), с. 17—20.

3-62. Получение монокристаллов сплавов для постоянных маг-
нитов в промышленных условиях/ Скляров А. Е., Чабан И. П., Грид-
нев А. И., Власов В. Г. — В кн.: Выращивание монокристаллов туго-
плавких и редких металлов. М.: Наука, 1973, с. 8—11.

3-63. Рабинович Ю. М., Рудо баба Е. П., Ларичкина Р. Я. Иссле-
дование неоднородности магнитного поля монокристаллических по-
стоянных магнитов. — Труды ВНИИЭМ, 1976, т. 44, с. 129—137.

3-64. Sergeyev V. V., Larichkina R. Ya. The segregations in alni-
co single crystals. — IEEE Trans. Magn., 1969, vol. MAG-5, № 2,
p. 136—139.

3-65. Внутрикристаллическая ликвация в монокристаллах спла-
ва ЮНДК40Т8/ Ларичкина Р. Я., Пинчук П. А., Сергеев В. В.,
Грановский Е. Б.— Труды ВНИИЭМ, 1971, т. 35, с. 8—14.

3-66. Сергеев В. В., Ларичкина Р. Я. Связь структуры монокри-
сталлов из сплавов тикональ с условиями роста и магнитными
свойствами. — В кн.: Выращивание кристаллов и их структура
(II Всесоюзное совещание по росту кристаллов). М.: Изд-во АП
СССР, 1972, ч. II, с. 220-222.

3-67. Пуцыкин Г. Г., Пашков П. П., Венцель М. Я. Исследова-
ние теплофизических условий получения и структуры кристалличе-
ски анизотропных магнитов. — Физика металлов и металловедение,
1963, т. 15, вып. 4, с. 118 123.

3-68. Лобынцев Е. С., Галушко И. М., Кузнецов В. М. Получе-
ние магнитов со столбчатой структурой методом литья в сотовые
формы. — Электротехническая промышленность. Электротехнические
материалы, 1974, вып. 9(38), с. 15—19.

3-69. Лившиц Б. Г., Еникеев Г. X., Блатов В. Г. Получение
магнитов высоких энергий из сплава ЮНДК35Т5БА в промышлен-
ных условиях. — В кн.: IV Всесоюзная конференция по постоянным
магнитам. Новочеркасск: изд. АН СССР, 1971, с. 38.

3-70. Изучение условий формирования кристаллической тексту-
ры крупногабаритных отливок магнитов из сплава ЮНДК35Т5/
Беликов Б. А., Гладышев С. Н., Королев Б. Г. и др. — Электронная
техника. Сер. 14. Материалы, 1970, № 1, с. 29—36.

3-71. Шекалов А. А., Слуцкер О. Я., Степанов В. М. Технология
изготовления магнитов из сплава ЮНДК35Т5БА с (ВЯ)тах =
= (8ч-10) • 10° Гс-Э — Труды ВНИИЭМ, 1974, т. 40. с. 110—119.
3 72. Беликов Б. А. Внутрикристаллическая ликвация в магии!*
ном сплаве ЮПДК40Т7.— Электронная техника. Сер. 6. Материалы,
1972, № 8, с. 49-52.

3-73. Определение температуры Кюри сплавов альнико и тико-
наль/ Сергеев В. В., Рабинович Ю. М., Лилссв А. С., Зингер-
ман Б. 3. — Труды ВНИИЭМ, 1974, т. 40, с. 58—64.

3-74. Адаменко И. И. Магнитометрическое исследование фазовых
и структурных превращений в сплавах системы Fe-Ni-Al-Со: Дне. на
соиск. учен, степени канд. техн, наук ЛПИ. Львов: 1975.

3-75. Рабинович Ю. М., Сергеев В. В. Технология термической
обработки литых постоянных магнитов из высококоэрцитивных
сплавов системы железо-кобальт-никель-алюмнний.— В кн.: Метал-
ловедение и термообработка в приборостроении (материалы семи-
нара). М.: 1968, с. 184—187.

3-76. Sergeyev V. V., Bulygina Т. I. Magnetic properties of alni-
co-5 and alnico-8 phases at the sequential stages of heat treatments in
a field. — IEEE Trans. Magn., 1970, vol. MAG-6, № 2, p. 194—198.

3-77. Livshitz B. G., Samarin B. A., Shubakov V. S. Features of
the thermal magnetic treatment of ticonal 2000 type high-coercivity
alloys. — IEEE Trans. Magn., 1970, vol. Mag-6, № 2, p. 242- 245.

3-78. Стабилизация температурных режимов термомагнитной
обработки магнитов из сплавов тикональ/ Сергеев В. В., Кро-
тов Е. В., Рабинович Ю. М., Храпков В. А. — Труды ВНИИЭМ,
1974, т. 40, с. 93—98.

3-79. Лившиц Б. Г., Самарин Б. А., Шу баков В. С. Термическая
обработка сплава типа ЮНДК35Т5. — Металловедение и термиче-
ская обработка металлов, 1973, № 8, с. 30—33.

3-80. Оптимизация комбинированной обработки магнитов из
сплава тикональ/ Сопляченко В. Н., Поволоцкий Е. Г., Черняк Г. М,
Погосова И. Я. — Металловедение и термическая обработка метал-
лов, 1975, № 6, с. 67—68.

3-81. Кондратьев Н. В. Исследование факторов, влияющих на
механические характеристики сплавов для литых постоянных магни-
тов.— В кн.: Тезисы докладов IV Всесоюзной конференции по по-
стоянным магнитам. Новочеркасск: изд. АН СССР, 1971, с. 17.

3-82. Исследование влияния состава и термической обработки
на хрупкость сплавов ЮНДК/ Лившиц Б. Г., Изгородин А. К.» Ни-
колаева В. И., Цвилинг М. Я- — В кн.: Материалы III Всесоюзной
конференции по ферромагнитным сплавам. Львов, 1971, с. 17—22.

3-83. Миткевич А. В. Стабильность постоянных магнитов. Л.:
Энергия, 1971.

3-84. Булыгина Т. И., Сергеев В. В. Температурная стабиль-
ность постоянных магнитов из сплавов системы Fe-Co-Ni-AI в интер-
вале температур —1804-Ч-550°С.— Труды ВНИИЭМ, 1971, т. 35,
с. 18—22.

ГЛАВА IV

4-1. Kaneko И., Homma М., Nakamura К. New ductile permanent
magnet of Fe-Cr-Co system. —AJP Conference Proceedings, 1972,
№ 5, p. 1088.

4-2. Fe-Cr-Co permanent magnet alloys containing silicon./ Kane-
ko Н.» Homma M., Nakamura К.» Miura M. — IEEE Trans. Magn.,
1972, vol. MAG-8, № 3, p. 347—348.
4-3. Fe-Cr-Co permanent magnet alloys containing Nb and At/
Kaneko H., Homma M., Fukunada T., Okada M. — IEEE Trans. Magn.,
1975, vol. MAG-11, № 5, p. 1440—1442.

4-4. Кавалерова Л. А., Миляев И. M., Михеев Н. И. Деформи-
руемые сплавы системы Fe-Cr-Co для постоянных магнитов. — При-
боры и системы управления, 1976, № 6, с. 52—56.

4-5. McCaig М. Stability of Cr-Fe-Co permanent magnet alloys. —
IEEE Trans. Magn., 1975, vol. Mag-11, № 5, p. 1443—1445.

4-6. Новые спеченные постоянные магниты из деформируемого
Fe-Cr-Co-сплава/ Альтман А. Б., Гладышев П. А., Козлова Т. А.,
Растанасв И. Д., Фадеева Р. И. — Электротехническая промышлен-
ность. Электротехнические материалы, 1976, № 1 (66), с. 14—15.

4-7. Хансен М., Андерко К. Структуры двойных сплавов: Пер.
с англ., т. 1. М.: Металлургия, 1962.

4-8. Винтайкин Е. 3., Колонцов В. Ю., Медведев Э. А. Низко-
температурная часть диаграммы состояния Fe-Cr. — Известия АН
СССР. Сер. Металлы, 1969, № 4, с. 169.

4-9. Фазовые превращения в сплаве Fe-Cr-Co в температурном
интервале 600—1300°С/ Дементьева Г. П., Елиокумс О. А., Кавале-
рова Л. А., Лившиц Б. Г., Миляев И. М. — Известия вузов. Черная
металлургия, 1976, Ns 5, с. 149—150.

4-10. О структуре магнитных сплавов железо-хром-кобальт/
Винтайкин Е. 3., Урушадзе Г. Г., Беляцкая И. С., Сухарева Е. А.—
Физика металлов и металловедение, 1974, т. 38, выл. 5, с. 1012—1015.

4-11. Структурные превращения и магнитные свойства высоко-
коэрцитивного сплава Fc-Cr-Co-Si/ Магат Л. М, Иванова Г. В„ Ла-
кина Т. П., Солина Л. В., Шур Я. С. — Физика металлов и метал-
ловедение, 1975, т. 40, вып. 1, с. 55- 60.

4-12. Cremer R., Pfeiffer I. Untersuchungen zum Ausscheidungs-
vcrhalten von Сг-Со-Fe Dauermagnetlegierungcn. — Physika, 1975,
Bd 80, № 1—4, S. 164—176.

4-13. Лужинская M. Г., Шилова H. Ф., Шур Я. С. Наблюдения
доменной структуры па сплаве Fe-Cr-Co-Si. — Физика металлов и
металловедение, 1975, т. 40, вып. 4, с. 748—752.

4-14. Wright W., Johnson R. Е., Burkinshaw Р. L. The effect of
nitrogen on the structure and properties of Cr-Fe-Co permanent mag-
net alloys.— In: Proceeding of Third European Conference on Hard
Magnetic Materials, Amsterdam, Sept. 17—19, 1974, Bond voor Mate-
rialenkennis, Den Haag, The Netherland, Oct. 1974, p. 197—200.

4-15. Металлургия прецизионных сплавов/ Грацианов Ю. А.,
Путнмцев Б. Н., Молотилов Б. В., Овчаров В. П., Красных В. И.
М.: Металлургия, 1975. 448 с.

4-16. Габриэлян Д. И. Презнционные сплавы (металлургия и
свойства). М.: Металлургия, 1972. 104 с.

4-17. Fe-Cr-Co ductile magnet with (ВЯ)твх=8 MG-Oe. —
Magn. and Magn. Mater. — 1975. 21st Annu. Conf. Philadelphia, Pa,
1975, N—Y., 1976, 620—621. Kaneko H., Homma M., Okuda M., Na-
kamura S., Ikuta N.

4-18. Патент № 3954519 (США), Inoue К. Iron-chromium-cobalt
spinodal decomposition type magnetic alloy comprising niobium and/
or tontahim.

4-19. Kaneko H., Homma M., Minowa T. Effect of V and V-f-Ti
additions on the structure and properties of Fe-Cr-Co ductile magnet
alloys. —IEEE Trans. Magn., 1976, vol. MAG 12, № 6, p. 977—979.
343. Физико-механические свойства сплавов .... 185

344. Стабильность постоянных магнитов.................187

345. Промышленные сплавы...............................191

Глава четвертая. Деформируемые сплавы на основе
Fe-Cr-Co..............................................194

44. Магнитные свойства сплавов.......................194

4-2. Фазовые превращения и природа высококоэрцитив-
ного состояния....................................196

4-3. Влияние химического состава на магнитные свойства
и структуру сплавов...............................200

4-4. Технология получения сплавов.....................203

4-5. Температурная стабильность постоянных магнитов 206

4-6. Физико-механические свойства.....................207

Список литературы.........................................208

Валерий Владимирович Сергеев

Тамара Иосифовна Булыгина

МАГНИТОТВЕРДЫЕ МАТЕРИАЛЫ

Редактор Л. Ш. Казарновский

Редактор издательства Н. Б. Фомичева

Обложка художника В. П. Осипова
Технический редактор Н. М. Пушкарева

Корректор Г. А. Полонская
ИБ № 166

Сдано в набор 25.05.79 Подпсано в печать 06.02.80 Т-01059

Формат 84Х108‘/в Бумага типографская № I Гаре, шрифта литературная
Печать высокая Усл. печ. л. 11.76 Уч.-нзд. л. 12,88

Тираж 4000 эхз. Заказ 199 Цена 70 к.

Издательство «Энергия». 113114. Москва. М-114. Шлюзовая наб.. 10

Московская типография № 10 Союзполиграфпрома при Государствен-
ном комитете СССР по делам издательств, полиграфии и книжной
торговли- ПЗП4. Москва. М-114, Шлюзовая наб., 1Q