/
Author: Киренский Л.В.
Tags: физика электромагнетизм магнетизм издательство наука природа магнетизма
Year: 1967
Text
Z1. В. КИРЕНСКИЙ
МАГНЕТИЗМ
АКАДЕМИЯ НАУК СССР
Научно-популярная серия
Л. о. Ки/генааш
К! МАГНЕТИЗМ
ИЗДАНИЕ ВТОРОЕ, ПЕРЕРАБОТАННОЕ И ДОПОЛНЕННОЕ
1
ИЗДАТЕЛЬСТВО «НАУКА»» МОСКВА 1967
2-3-6
3-67
Учение о магнетизме охватывает огромный
круг явлений и широко используется в науке,
технике и обыденной жизни. В книге рассказыва-
ется об истории развития учения о магнетизме,
о природе магнитных явлений, о ферромагнетиз-
ме, без которого невозможны были бы современные
достижения в области электро- и радиотехники,
телевидения и при создании современных счетно-
решающих машин. Рассмотрены также магнитные
явления, позволяющие глубоко проникнуть в сущ-
ность строения вещества и таким образом по-
мочь изготавливать материалы с разнообразными
и нужными свойствами.
введение
Окружающий нас мир велик и разнообразен, на-
полнен самыми различными предметами и явлениями.
Многовековая деятельность человека показала, что все
предметы и явления существуют не независимо друг от
друга, что между ними имеются вполне определенные
связи. Роль науки сводится к выявлению этих связей и
указанию путей их использования для практических целей.
Некоторые связи носят весьма общий характер. Так,
например, весьма общий характер имеют связи, опреде-
ляемые силами всемирного тяготения. Согласно закону
всемирного тяготения, установленному еще в XVII сто-
летии Ньютоном, между двумя любыми телами существу-
ют силы притяжения, зависящие от масс этих тел, а также
от расстояния между ними. Любые два тела на Земле при-
тягиваются друг к другу. Притягиваются друг к другу
Земля и Солнце, Луна и Земля. Каждый атом на Земле
связан с каждым атомом на Солнце силами всемирного
тяготения. Силы всемирного тяготения управляют за-
конами движения7небесных тел. Исходя из закона все-
мирного тяготения можно объяснить движение планет,
определить их массу, указать местоположение любого не-
бесного тела в любой момент времени. Рожденные на на-
шей советской земле новые небесные тела — искусствен-
ные спутники Земли — обращаются вокруг Земли и не
улетают в мировое пространство также вследствие сил
тяготения.
Но силы тяготения не являются единственными сила-
ми, обладающими характером общности.
3
Огромный круг явлений природы определяется маг-
нитными силами. Магнитные силы являются источником
многих явлений микромира, т. е. поведения атомов, мо-
лекул, атомных ядер и элементарных частиц — электро-
нов, протонов, нейтронов и пр.; магнитные явления ха-
рактерны и для огромных небесных тел. Солнце и Земля —
это огромные магниты. Половина энергии электромагнит-
ных волн (радиоволн, инфракрасного, видимого и ультра-
фиолетового излучения, рентгеновых и гамма-лучей) яв-
ляется магнитной.
Немагнитных веществ не существует. Любое вещест-
во всегда магнитно, т. е. изменяет свои свойства в маг
нитном поле. Иногда эти изменения невелики и обнару
жить их можно только с помощью очень совершенной аппа
ратуры; иногда они весьма значительны и обнаружива-
ются без особого труда с помощью очень простых средств.
К слабомагнитным веществам относятся медь, алюминий,
вода, ртуть и пр., к сильномагнитпым или просто маг-
нитным (при обычных температурах) — железо, никель,
кобальт, некоторые сплавы.
Изучение магнитных явлений чрезвычайно важно как
с теоретической, так и с практической стороны. Совре-
менная электротехника весьма широко использует маг-
нитные свойства вещества для получения электрической
энергии, для ее превращения в различные другие виды
энергии. В аппаратах проволочной и беспроволочной
связи, в телевидении, автоматике и телемеханике употреб-
ляются материалы с определенными магнитными свойст-
вами. Магнитные явления играют существенную роль
также в живой природе.
Необычайная общность магнитных явлений, их огром-
ная практическая значимость, естественно, приводят к
тому, что учение о магнетизме является одним из важней-
ших разделов современной физики.
В жизни современного человека физика играет осо-
бую роль. Глубоко проникая в тайны строения материи,
устанавливая закономерности, лежащие в основе различных
форм ее движения, разрабатывая необычайно тонкие методы
исследования и контроля различных процессов и явлений,
физика является основой всех естественных наук и проч-
ным фундаментом современной техники.
Довести до широких читательских кругов достижения
современной физики — важная и почетная задача уче-
ных, работающих в этой области знания.
4
Из всего сказанного ясна необходимость ознакомле-
ния массового читателя п с физикой магнитных явлений.
Школьный курс физики освещает очень небольшой круг
магнитных явлений. Незначительный объем знаний этого
раздела физики предусматривает и программа старших
классов средней школы. В курсе общей физики высших
учебных заведений рассматривается также небольшое ко-
личество вопросов, связанных с физикой магнетизма.
Автор ставит перед собой задачу: написать такую кни-
гу о магнетизме, которая содержала бы достаточно об-
ширный материал по физике магнетизма, выходящий за
рамки курса физики высших технических учебных заве-
дений; охватывала данные о некоторых последних иссле-
дованиях; была бы достаточно простой в изложении.
В книге приводятся данные из истории развития уче-
ния о магнетизме, магнитном поле токов и постоянных
магнитов, рассматривается вопрос о магнитных свойст-
вах основных элементарных частиц, атомов и молекул.
Рассказывается о веществах, обладающих различными
магнитными свойствами. Большое внимание уделено вы-
яснению природы ферромагнетизма, технической кривой
намагничивания, магнитной структуре ферромагнетиков,
четным эффектам и, в частности, магнитострикции. Рас-
сматриваются нечетные эффекты в ферромагнетиках, влия-
ние упругих деформаций на ферромагнитные свойства.
Уделено внимание магнитной радиоспектроскопии — фер-
ромагнитному, электронному парамагнитному и ядерному
магнитному резонансам — новым мощным методам иссле-
дования вещества. Приводятся новые данные о магнетизме
редкоземельных металлов.
В книге также рассмотрены вопросы о магнитной де-
фектоскопии, магнитном структурном анализе, ферри-
тах и тонких ферромагнитных пленках.
Us uctno/iuu ^азвшпия учения
о магне/пизасе
Магнитные свойства сильномагнитных веществ из-
вестны очень давно. Более трех тысяч лет назад свойство
магнитных стрелок устанавливаться в направлении с се-
вера на юг уже практически использовалось в Китае. Еще
б
Рис. I Китайский «югоуказатель»
(чи-иан)
тогда ученые этой страны
снабжали колесницы осо-
быми «югоуказателями» (чи-
нан), которые обычно пред-
ставляли собой челове-
ческую фигурку. Рука фи-
гурки при помощи постоян-
ного магнита всегда ука-
зывала на юг (рис. 1).
Магнитные свойства были
известны и в древней Гре-
ции, о чем можно судить
по легендам, дошедшим до
наших дней. Так, в одной
из них говорилось о горе,
обладающей свойством при-
тягивать железные предме-
ты. Эта магнитная гора,
стоящая на берегу моря,
якобы выдергивала желез-
ные гвозди из приближав-
шихся к ней кораблей, от-
чего корабли рассыпались и мореплаватели погибали.
Известна восточная легенда о гробе мусульманского
пророка Магомета. Этот гроб якобы висит в воздухе, удер-
живаясь силами магнита.
В дошедших до нашего времени произведениях древ-
негреческого философа Платона говорится: «Этот камень
притягивает не только железное кольцо, но одаряет силой
и само кольцо, так что оно, в свою очередь, может при-
тягивать другое кольцо, и, таким образом, друг на друге
могут висеть многие кольца и куски железа; это происхо-
дит только благодаря силе магнетизма камня».
«...Здесь божественная сила магнита передается от
железа к железу подобно тому, как вдохновение музы
передается через поэта его рассказчику и слушателю».
Древнегреческие ученые не пытались научно объяс-
нить магнитные силы. Они приписывали их силам сверхъ-
естественным, божественным. В частности, такой же точ-
ки зрения придерживался и великий философ Аристотель,
считая, что у магнита существует душа.
Подробно описать свойства магнита и дать пм научное
толкование пытался знаменитый римский поэт Лукреций.
6
В своей книге «О природе вещей» он писал:
Мне остается сказать, по какому закону природы
То происходит, что камень притягивать может железо.
Камень же этот по имени месторожденья магнитом
Назван был греками, так как он найден в пределах магнетов.
Люди весьма удивляются камню такому. Он часто
Цепь представляет из звеньев, держащихся сами собою.
Можешь увидеть ты пять таких звеньев, порой даже больше.
Распределенные рядом, качаясь от легкого ветра,
Звенья такие свисают, одно под другим прилепившись.
Звено одно от другого всю силу и цепкость приемлет.
Вот как здесь действует этого камня текучая сила.
Лукреций ищет те законы природы, по которым про-
исходит притяжение железа магнитом. Он считает, что
свойства эти определяются благодаря отделению от маг-
нита очень маленьких частиц.
Вот как Лукреций объясняет силы магнитного притя-
жения:
Прежде всего, непременно от камня того истекает
Телец первичных порыв, разгоняющий силой ударов
Воздуха столб, расположенный между железом и камнем.
Как только пространство пустеет и место в средине
Опорожняется, тотчас первичные тельца железа
Внутрь пустоты той врываются вместе, потом происходит,
Что вслед за ними кольцо само тащится в целом составе.
Однако при такой постановке вопроса остается непо-
нятным, почему же не притягиваются магнитом, напри-
мер, медные или золотые предметы.
На это Лукреций дает следующий, весьма остроум-
ный ответ:
Вовсе не надо тебе удивляться, что ток из магнита
Не в состоянии совсем на другие действовать вещи:
Частью их тяжесть стоять заставляет, — как золото, — частью
Пористые телом они, и поэтому ток устремляться
Может свободно сквозь них, никуда не толкая при этом;
К этому роду вещей мы дерево можем причислить.
Среднее место меж тем и другим занимает железо.
По мнению Лукреция, структура магнита и железа та-
кова, что обусловливает их прочное взаимное сцепление:
7
Beilin, II l«>lll|HJ4 |l* llilllll I ||||Ц<|1||||>| II'IIIIMIHI ,1|>VII»<>|
Г лк 'по, где ni.iiiyK.iiiu и, г и , у 1|ц|пП i>iuinii<i. бы him же
ВПЛДППЛ, - <1.1 ИХ < IIM’lli lllUlllo |< II < IIMllft leillnd
Есть и такие еще, что iqiiiMili imii ii hi i.'iiimii flyiiui
Держатся крепко и тик друг с друюм i креплшок и имеете.
Это скорее всего происходит и желск1 с Mui iiiiuim.
Несмотря на то, что магнитные явлении были известны
с древности, систематическое исследование магнитных
свойств вещества началось сравнительно недавно.
В 1600 г. вышел в свет труд английского ученого Вилья-
ма Гильберта «О магните, магнитных телах и о великом маг-
ните Земли», представляющий собой итог довольно обшир-
ных экспериментальных исследований. Гильберт форму-
лирует следующие важные свойства магнита.
1. Магнит обладает в различных частях различной
притягательной силой; на полюсах эта сила наиболее за-
метна.
2. Магнит имеет два полюса: северный и южный, они
различны по своим свойствам.
3. Разноименные полюсы притягиваются, одноименные
отталкиваются.
4. Магнит, подвешенный на нитке, располагается опре-
деленным образом в пространстве, указывая север и юг.
5. Невозможно получить магнит с одним полюсом.
6. Земной шар — большой магнит.
За длительный период (от начала XVII до XIX столе-
тия) существенно новых данных по физике магнитных
явлений получено не было.
В 1820 г. датский физик Эрстед обнаружил, что элект-
рический ток действует на магнитную стрелку. Этим от-
крытием было положено начало новой главы физики—
учению об электромагнетизме.
Бурное развитие физики в XIX в. привело кформули
ровке основных законов электромагнетизма, установив-
ших глубокую внутреннюю связь электрических и маг-
нитных явлений.
В наши дни физика магнитных явлений — широко pa »-
витое учение о магнитных свойствах веществ, которое на-
ходит разнообразное приложение в науке и технике.
8
Сс/ЛеаЛвеннме
и ucM/ccjittfewibie магни/Лы,
их свойаЛва
Описанный выше древними учеными камень, при-
тягивающий железо, представляет собой так называемый
естественный магнит, встречающийся в природе довольно
часто. Это широко распространенный минерал состава:
31% FeO и 69% Fe2O3, содержащий 72,4% железа. Назы-
вается он также магнитным железняком, или магнетитом.
Рис. 2. Подвешенная магнитная полоска
устанавливается в направлении с севера
на юг
Если вырезать из такого материала полоску и подве-
сить ее на нить, то она будет устанавливаться в простран-
стве вполне определенным образом: вдоль прямой, про-
ходящей с севера на юг. Если вывести полоску из этого
состояния, т. е. отклонить от направления, в котором она
находилась, а затем снова предоставить самой себе, то по-
лоска, совершив несколько колебаний, займет прежнее
положение, установившись в направлении с севера на юг
(рис. 2).
Если погрузить эту полоску в железные опилки, то
они притянутся к полоске не везде одинаково. Наиболь-
шая сила притяжения будет на концах полоски, которые
были обращены к северу и югу.
Эти места полоски, на которых обнаруживается наи-
большая сила притяжения, носят название магнитных
полюсов. Полюс, направленный к северу, получил на-
звание северного полюса магнита (или положительного)
и обозначается буквой N (или С); полюс, направленный к югу.
9
получил название южного полюса (или отрицательного)
и обозначается буквой S (или Ю).
Взаимодействие полюсов магнита можно изучить сле-
дующим образом. Возьмем две полоски из магнетита и
одну из них подвесим на нити, как уже указывалось вы-
ше. Держа вторую полоску в руке," будем подносить ее к
первой разными полюсами.
Окажется, что если к северному полюсу одной полос-
ки приближать южный полюс другой, то возникнут силы
Рис. 3. При делении магнита на части нельзя получить
магнит с одним полюсом
притяжения между полюсами, и подвешенная на нити
полоска притянется. Если к северному полюсу подвешен-
ной полоски поднести вторую полоску также северным по-
люсом, то подвешенная полоска будет отталкиваться.
Проводя такие опыты, можно убедиться в справедли-
вости установленной Гильбертом закономерности о взаимо-
действии магнитных полюсов: одноименные полюсы от-
талкиваются, разноименные притягиваются.
Если бы мы захотели разделить магнит пополам, что-
бы отделить северный магнитный полюс от южного, то,
оказывается, нам не удалось бы сделать этого. Разрезав
магнит пополам, мы получим два магнита, причем каж-
дый с двумя полюсами. Если мы продолжали бы этот про-
цесс и дальше, то, как показывает опыт, нам никогда не
удастся получить магнит с одним полюсом (рис. 3). Этот
опыт убеждает нас, что полюсы магнита не существуют
раздельно, подобно тому как раздельно существуют от-
рицательные и положительные электрические заряды. Сле-
довательно, и элементарные носители магнетизма, или, как
их называют, элементарные магнитики, также должны
обладать двумя полюсами.
10
Описанные выше естественные магниты в настоящее
время практически не используются. Гораздо более силь-
ными и более удобными оказываются искусственные по-
стоянные магниты. Постоянный искусственный магнит
Рис. 4. Простейший способ получения
искусственного магнита
проще всего изготовить из стальной полоски, если натирать
ее от центра к концам противоположными полюсами ес-
тественных или других искусственных магнитов (рис. 4).
Магниты, имеющие форму полоски носят название
полосовых магнитов. Часто удобнее бывает пользоваться
Рис. 5. Магнит с одинаковыми полю-
сами по концам имеет противополож-
ный полюс посередине
магнитом, напоминающим по форме подкову. Такой маг-
нит носит название подковообразного магнита.
Искусственные магниты обычно изготовляются так,
что на их концах создаются противоположные магнит-
ные полюса. Однако это совсем не обязательно. Можно
изготовить такой магнит, у которого оба конца будут
иметь один и тот же полюс, например, северный.
Изготовить такой магнит можно, натирая от середины
к концам стальную полоску одинаковыми полюсами.
Однако северный и южный полюсы и у такого магнита
неотделимы. Действительно, если его погрузить в опилки,
то они сильно притянутся не только по краям магнита, но
и к его середине. Легко проверить, что по краям располо-
кены северные полюсы, а южный — посередине (рис. 5).
11
Л1аг/иипное ноле
Магнитное взаимодействие между железом и маг-
нитом или между магнитами происходит не только при
непосредственном их соприкосновении, но и на расстоя-
нии. С увеличением расстояния сила взаимодействия
уменьшается, и при достаточно большом расстоянии она
Рис. 6. Магнитные стрелки в поле полосового магнита
перестает быть заметной. Следовательно, свойства части
пространства вблизи магнита отличаются от свойств той части
пространства, где магнитные силы не проявляются. В про-
странстве, где проявляются магнитные силы, имеется маг-
нитное поле.
Если магнитную стрелку внести в магнитное поле, то
она установится вполне определенным образом, причем
в различных местах поля она будет устанавливаться по-
разному. На рис. 6 показано, как установятся магнит-
ные стрелки в магнитном поле, созданном полосовым маг-
нитом. Наблюдая за расположением стрелок, можно со-
ставить представление о конфигурации магнитного ноля.
Однако существует более удобный и наглядный спо-
соб выявления конфигурации магнитного ноля. Так, в
случае магнитного поля полосового магнита достаточно
накрыть его куском стекла или картона п равномерно
насыпать сверху железные опилки. В магнитном поле
магнита каждая частичка железа намагшп п гея и будет
12
представлять собой маленькую стрелочку. Эти стрелоч-
ки, устанавливаясь по полю, «сцепятся» друг с другом
противоположными полюсами. При проведении опыта сле-
дует слегка постучать по стеклу, чтобы опилки легче пре-
одолели силы трения о стекло.
Сцепляясь друг с другом, намагниченные опилки об-
разуют линии, которые дают представление о силовых
линиях магнитного поля: в каждой точке такой линии маг-
нитная стрелка устанавливается касательно к ней.
На рис. 7 показана выявленная таким способом кон-
фигурация магнитного поля полосового магнита.
Таким образом, вблизи магнитов создается магнитное
поле, которое ориентирует определенным образом в про-
странстве магнитные стрелки, намагничивает железные
предметы и может передвигать их, т. е. может совершать
работу.
Магнитное поле может перемещать проводник с то-
ком, а при изменении магнитного поля в проводниках
возникает электрический ток. Земной шар является маг-
нитом, и магнитное поле Земли проявляется в целом ряде
явлений и оказывается, в частности, одной из причин воз-
никновения полярных сияний.
Рис 7. Конфигурация магнитного поля, созданного двумя разноимен-
ными полюсами, выявленная с помощью железных опилок
13
Жагшипное полб
элеког/шческого /пока
В 1820 г. датский физик Эрстед обнаружил маг-
нитное действие тока. Это явление заключается в том, что
магнитная стрелка, помещенная вблизи проводника с то-
ком, отклоняется от плоскости маг-
Рис. 8. Конфигурация
магнитного поля прямо-
линейного тока
нитного меридиана и уже, как
правило, не указывает с севера на
юг.
Это означает, что вблизи про-
водника с током создается магнит-
ное поле. Для изучения конфигу-
рации магнитного поля, создавае-
мого током, можно использовать
описанный выше способ железных
опилок.
Если через отверстие в картон-
ной пластинке пропустить прямо-
линейный проводник достаточной
длины и затем насыпать на кар-
тон железные опилки и пропус-
тить по проводнику электрический ток, то опилки распо-
ложатся в виде концентрических окружностей с центром
на оси проводника (рис. 8).
Рис. 9. Направление силовых линий магнитного поля прямоли-
нейного тока
Силовые линии магнитного поля прямолинейного тока
лежат в плоскости, перпендикулярной току, и представ-
ляют собой концентрические окружности с центром на
оси тока.
14
Для определения направления силовых линий можно
воспользоваться небольшими магнитными стрелками
(рис. 9). Расположение силовых линий магнитного поля
прямолинейного тока дает возможность установить пра-
вило, по которому всегда легко определить направление
силовых линий магнитного поля тока. Пра- ___________
вило это называется правилом буравчика
или правилом винта: если ввинчивать
буравчик по направлению тока, то направ-
ление движения рукоятки буравчика ука-
жет направление магнитных силовых ли- *
ний (рис. 10). ™.
Магнитное поле тока, как и магнитное
поле магнита, проявляется очень заметно I ц ,
только вблизи проводника. С удалением
же от последнего поле становится все ме- I
нее и менее заметным.
Магнитное поле характеризуется в каж-
дой точке пространства особой величиной
Н, называемой напряженностью • , -
магнитного поля. Чем больше напря-
женность поля, тем сильнее действие его ! “
па магнитную стрелку, на стальные или
железные предметы. Напряженность поля j
в каждой его точке выражается определен-
ным числом, причем за единицу напряжен-
ности поля принимается особая единица — Р11С‘ ,0‘ Прав"‘
о ло буравчика
эрстед, в честь ученого Эрстеда, открыв-
шего магнитное действие тока. Напряжен-
ность поля, равная одному эрстеду, создается в воздухе
прямолинейным током силой в 5 а на расстоянии 1 см от
оси проводника.
С увеличением расстояния от проводника напряжен-
ность магнитного поля убывает по закону
0,2г
Н =
(1)
где i — сила тока, выраженная в амперах1, г — расстоя-
ние от оси проводника, выраженное в сантиметрах, // —
напряженность магнитного поля в эрстедах.
1 Если силу тока выражать в единицах CGSE, то формула примет
вид Н = 2i/cr, где с = 3 • 1010 см/сек, что равно скорости света в вакууме.
15
Несколько иную конфигурацию имеет магнитное поле
кругового тока. Изучить конфигурацию магнитного поля
такого тока можно при помощи железных опилок, а на-
правление силовых линий при помощи магнитных стре-
лок (рис. 11).
Присматриваясь к направлению магнитных силовых
линий кругового тока, можно убедиться в применимости
Рис. 11. Магнитное поле кругового тока
и в этом случае правила буравчика. В самом деле, на не-
большом участке отрезок кругового проводника с током
можно рассматривать как прямолинейный'ток. Ввинчивая
по направлению тока буравчик, убеждаемся в примени-
мости правила буравчика, так как направление движения
рукоятки совпадает с направлением силовых линий круго-
вого тока вблизи данного участка кругового проводника.
Напряженность поля в центре кругового тока можно
вычислить по формуле
И = 0^т£ ,
где И и i имеют тот же физический смысл, что и в'форму-
ле (1), г — радиус круга.
Если навить проводник на стержень или трубку, то
получится несколько последовательно соединенных кру-
говых токов. Такая катушка носит название соле-
ноида. Конфигурация магнитного поля соленоида,
определенная при помощи железных опилок, представ-
лена на рис. 12.
Магнитное поле соленоида подобно магнитному полю
полосового магнита. Что касается магнитного поля круго-
вого тока, то оно также подобно магнитному полю поло-
сового, но очень короткого магнита — магнитного
листка.
6
Если подвесить соленоид, по которому течет ток, так,
чтобы он мог свободно вращаться около вертикальной оси,
го соленоид будет вести себя как магнитная стрелка, т. е.
установится с севера на юг. К югу
будет обращен южный полюс со-
леноида, где ток течет, если смо
греть в торец соленоида, по часо-
вой стрелке. Северный полюс со-
леноида, где ток течет против
часовой стрелки, установится в
направлении к северу. Напряжен-
ность поля внутри достаточно
длинного соленоида может быть
Рис. 12. Магнитное поле
соленоида
(3)
вычислена по формуле
O.fcxNi
I
И =
где N — число витков соленоида, I — его длина.
С подвешенным соленоидом, по которому течет ток,
можно проделать все те же опыты, которые были описаны
выше с подвешенным магнитом.
ЛСагншИный молями
Мы видели, что величина магнитного поля ха-
рактеризуется напряженностью. Чем больше напряжен-
ность магнитного поля, тем сильнее оно действует на вне-
сенный в него магнит. Однако сила, с которой действует
магнитное поле на различные магниты, помещенные по-
очередно в одну и ту же точку поля, оказывается различ-
ной. Следовательно, существует величина, при помощи
которой характеризуются магнитные качества самого маг-
нита. Такой величиной является магнитный момент (или
магнитный дипольный момент) магнита. Чтобы составить
представление о магнитном моменте магнита, отвлечемся
несколько в сторону от изложения физики магнитных
явлений.
Представим себе три шарика, один из которых находит-
ся на дне лупки, второй — на вершине возвышенности и
третий — на горизонтальной плоскости (рис. 13). Посколь-
ку у всех трех шариков отвесная линия, проведенная из
центра их тяжести, проходит через точку опоры, то все три
2 Л. В. КвренскиЯ
17
шарика будут находиться в состоянии равновесия. Однако
эти равновесные состояния носят различный характер.
Если шарик, находящийся в лунке, мы отклоним от
положения равновесия, то, предоставленный в дальнейшем
самому себе, шарик будет двигаться к положению, которое
он занимал прежде, т. е. ко дну лунки.
Рис. 13. Различные виды равновесия шарика
При выводе шарика из положения равновесия мы под-
нимали его вверх, что увеличивало его потенциальную
энергию. Предоставленный самому себе, шарик двигался
к месту, в котором его потенциальная энергия минималь-
на. Такой вид равновесия, при котором тело, выведенное
из положения равновесия, само к нему возвращается, но-
сит название устойчивого. Тело находится в состоянии
устойчивого равновесия в том случае, если потенциальная
энергия его минимальна, т. е. если во всех соседних точ-
ках она больше.
Если вывести из состояния равновесия шарик, на-
ходящийся на вершине возвышенности, а затем предоста-
вить его самому себе, то он уже не вернется в прежнее по-
ложение, а наоборот, будет от него удаляться. Равнове-
сие в этом случае будет неустойчивым, а потенциальная
энергия максимальной, т. е. будет иметь большее значе-
ние, нежели потенциальная энергия в любой соседней с
вершиной точке. В третьем случае, при перемещении ша-
рика по горизонтальной плоскости, потенциальная энер-
гия его меняться не будет. Такой вид равновесия называет-
ся безразличным.
Теперь рассмотрим поведение магнитной стрелки в маг-
нитном поле. Пусть магнитное поле направлено так, как
18
показано на рис. 14, и ось магнитной стрелки составляет
с направлением поля угол, равный а. Если предоставить
стрелку самой себе, то она начнет поворачиваться до тех
пор, пока не установится в направлении поля.т. е. пока
угол между осью стрелки и направлением поля не станет
равным нулю.
В этом положении магнитная стрелка установится и
будет находиться в состоянии равновесия. Если ее вы-
вести из этого состояния, т. е. отклонить па некоторый угол
и затем предоставить самой себе, то стрелка вновь вер-
нется в прежнее положение, при котором ось ее будет сов-
падать с направлением поля.
Равновесие, при котором ось стрелки совпадает с на-
правлением магнитного поля, будет устойчивым равно-
весием и, следовательно, в этом состоянии потенциальная
энергия магнитной стрелки будет минимальной.
Чтобы отклонить магнитную стрелку от состояния
устойчивого равновесия, требуется совершить некото-
рую работу. Работа эта будет, очевидно, тем больше, чем
больше угол, на который поворачивается стрелка, чем
больше напряженность магнитного поля и, наконец, ра-
бота будет зависеть от качества самой магнитной стрелки,
пли, как говорят, от ее магнитного момента. За единицу
Рис. 14. Магнитная стрелка стремится уста-
новиться вдоль магнитного поля, что соот-
ветствует минимуму ее потенциальной энергии
магнитного момента принимают магнитный момент такого
магнита, для поворота оси которого на 90° от направле-
ния поля напряженностью в 1 эрстед требуется затратить
работу, равную одному эргу.
Каждый магнит обладает вполне определенным маг-
нитным моментом равным произведению т, характери-
зующим магнитный заряд на одном из его полюсов, на
расстояние / между полюсами: р = ml.
19
2
Вполне определенным магнитным моментом обладают
также и соленоид, и круговой ток. Магнитный момент
кругового тока определяется формулой
р = 0,1 iS, (4)
где г — сила тока в амперах, S — площадь, обтекаемая
током, в квадратных сантиметрах, или
(5)
если i выражено в абсолютных электростатических еди-
ницах.
Элем^н/nafiHbte носигпели
магме/пизаса
Наблюдения за магнитными действиями тока приве-
лиещев первой половине прошлого векафранцузскогофизика
Ампера к мысли о том, что особого магнитного поля, необус-
ловленного электрическими токами, вообще не существует.
Согласно гипотезе Ампера, магнитные свойства вещества
обусловлены особыми, текущими внутри молекул веще-
ства молекулярными токами. Эти замкнутые молекуляр-
ные токи представляют собой по мысли Ампера, своеоб-
разные элементарные магнитики.
До тех пор, пока наши сведения о строении атомов не
стали достаточно полными, гипотеза Ампера не имела
под собой твердой опоры. Когда же было установлено,
что атом состоит из положительно заряженного ядра и
вращающихся вокруг него электронов, то естественно было
предположить, что движущиеся вокруг ядра электроны и
представляют собой те самые элементарные токи, которые
и являются элементарными носителями магнетизма. Вра-
щающийся по орбите вокруг ядра электрон обладает не-
которым магнитным моментом и представляет собой эле-
ментарный магнитик.
Как показывают расчеты, величина магнитного мо-
мента, обусловленного движением электрона по орбите,
кратна некоторой величине, носящей название магнето-
на Бора. Магнетон Бора р0 есть наименьшее значение
20
магнитного момента, которое может иметь электрон
4лс т '
(6)
где h— постоянная Планка, равная 6,625-Ю-27 эрг-сек,
< — заряд электрона, т — его масса. Таким образом, ор-
битальный магнитный момент электрона равен целому
числу магнетонов Бора
р = про, (7)
где п — целое число (1, 2, 3 и т. д.).
Рис. 15. Орбитальный и спино-
вый моменты электронов
Двигаясь по орбите вокруг ядра, электрон обладает
также орбитальным механическим моментом Л, кратным
/i/2n, т. е. орбитальный механический момент К равен
= (8)
где н — 1, 2, 3 и т. д.
Таким образом, отношение магнитного орбитального
момента к механическому орбитальному моменту равно
Р- _ е
К 2тс
О)
Помимо движения вокруг ядра по орбите электрон вра-
щается еще вокруг собственной оси. Такое вращение при-
водит также к образованию магнитного момента (рис. 15).
Этот магнитный момент, вызванный вращением электрона
вокруг своей оси, носит название спинового магнитного
момента (от английского to spin — вращаться).
Величина спинового магнитного момента, или просто
спина, равна в точности магнетону Бора, а величина спи-
1 Л
нового механического момента равна — .
г 2 2л
21
В сравнении с магнитными моментами практически
используемых магнитов магнетон Бора р0 — величина
очень маленькая, равная 0,927-10~20 абсолютных элек-
тромагнитных единиц.
Атомы различных веществ имеют разное количество
электронов. У изолированного атома в нормальном со-
стоянии число электронов, вращающихся вокруг ядра,
равно его порядковому номеру в периодической системе
элементов Менделеева. Так, у атома водорода вокруг ядра
вращается один электрон, у атома гелия — два, у нат-
рия, стоящего в периодической системе под номером 11,
вокруг ядра вращаются одиннадцать электронов.
Ядро атома тоже представляет собой сложную систему,
состоящую из частиц двух типов: протонов и нейтронов.
Протон — положительно заряженная частица с массой,
превышающей массу электрона в 1836,5 раз.
Протон, так же как и электрон, обладает некоторым
магнитным моментом, т. е. представляет собой маленький
магнитик. Магнитный момент протона меньше, чем маг-
нитный момент электрона в 658 раз, а магнитный момент
нейтрона — в 960 раз.
Атом в целом представляет сложную магнитную си-
стему. В самом деле, ядро атома состоит из протонов и
нейтронов, каждый из которых обладает магнитным мо-
ментом, причем эти моменты могут быть ориентированы
различно; вокруг ядра атома вращаются электроны, каж-
дый из которых обладает как орбитальным, так и спиновым
магнитными моментами.
Магнитный момент атома будет суммой этих моментов,
причем сумма эта будет не арифметическая, а более слож-
ная, учитывающая не только численные значения маг-
нитных моментов отдельных частиц, но и их направления.
Магнитные моменты протонов и нейтронов значительно
меньше магнитных моментов электронов, поэтому можно
считать, что магнитные свойства атома определяются в
основном магнитными свойствами его электронной обо-
лочки.
Так обстоит дело в случае изолированного атома.
В случае же твердого тела, представляющего собой кол-
лектив огромного количества атомов, магнитный момент
каждого из них определяется не только частицами, при-
надлежащими данному атому, но и их взаимодействием
с частицами соседних атомов.
22
1 h изложенного также следует, что атомов, на кото-
рые бы не действовало магнитное поле, не существует.
Все атомы в той или иной степени подвергаются действию
М.Н ингного поля, т. е. все они в той или иной степени маг-
ниты. Следовательно, немагнитных веществ также не су-
ществует; все тела в той или иной степени магнитны, по-
скольку магнитны атомы, из которых они состоят.
11о магнитным свойствам все тела можно отнести к
одному из пяти видов: диамагнетикам, парамагнетикам,
ферромагнетикам, антиферромагнетикам и ферримагне-
тикам.
2)иамагне/Яизм
Явление диамагнетизма заключается в том, что
в веществе, помещенном в магнитное поле, возникает до-
полнительный магнитный момент, направленный проти-
воположно полю. Тело намагничивается не по полю, а
против поля. Стерженек диамагнитного вещества уста-
навливается не вдоль силовых линий магнитного поля,
а перпендикулярно к ним (рис. 16).
Рис. 16. Диамагнитный стерженек устанав-
ливается перпендикулярно полю
Это явление есть следствие электромагнитной индук-
ции, открытой английским физиком Фарадеем в 1831 г.
По закону электромагнитной индукции, всякий раз, ког-
да изменяется магнитное поле, пронизывающее замкну-
тый проводник, в последнем возникают индукционные
электрические токи.
23
Рис. 17. Если приблизить магнит
к катушке, в ней возникает ин-
дукционный ток, вызывающий
силы отталкивания
Рис. 18. Удаляющийся полюс
магнита индуцирует в катушке
ток, вызывающий силы притя-
жения
Петербургский академик Ленц, анализируя различ-
ные случаи возникновения индукционных токов, сфор-
мулировал правило, согласно которому индукционные
токи, всегда имеют такое направление, что противодей-
ствуют вызвавшей их причине. Например, если к катушке
приближать сверху постоянный магнит северным его по-
люсом, то в катушке возникнут индукционные токи тако-
го направления, что появляется сила F, противодейст-
вующая приближению этого полюса, т. е. на верхнем кон-
це катушки возникает ток, образующий северный магнит-
ный полюс (рис. 17). Наоборот, если удалять этот магнит,
то образуется южный полюс и возникают силы притяже-
ния, противодействующие удалению магнита (рис. 18).
Индукционные токи практически будут течь только во
время движения магнита. При остановке магнита вслед-
ствие сопротивления в катушке ток прекратится. Если бы
сопротивление катушки было равно нулю, то индукцион-
ный ток, раз возникнув, продолжался бы весьма длитель-
ное время (теоретически — вечно).
24
Такой вывод подтверждается непосредственными опы-
тами с сверхпроводниками1.
Охладить до очень низких температур проводники
можно, поместив их в сосуд с жидким гелием. Если вбли-
ш сосуда с жидким гелием, в котором находится сверх-
проводящая катушка, поместить магнит, то при удале-
нии последнего в катушке возникнут индукционные токи,
которые могут течь весьма дли-
тельное время, измеряемое го-
дами.
Если бы сопротивление было
строго равно нулю, то индукцион-
ный ток шел бы по такой ка-
тушке вечно.
Электроны, вращающиеся во-
круг ядра, представляют свое-
образные замкнутые токи. Если
изменять в пространстве, где
расположен атом, магнитное поле, „ „
Рис. 19. Прецессия волчка
то внутри атома возникают ин-
дукционные токи, направление
которых, согласно правилу Ленца, должно быть таким, что-
бы противодействовать вызвавшей их причине. При нало-
жении на атом возрастающего поля в некотором направ-
лении индукционные токи, возникающие в атоме, будут
ослаблять его и в атоме появится добавочный магнитный
момент, направленный против поля. Вещество при этом
будет намагничиваться против поля, возникает явление
диамагнетизма.
Каким образом внутри атома возникают индукцион-
ные токи, вызывающие дополнительный магнитный мо-
мент в веществе, всегда направленный против поля?
Чтобы ответить на этот вопрос, отвлечемся на неко-
торое время от физики магнетизма и вспомним, как ведет
себя волчок, известный каждому с детства.
Запущенный волчок, если ось его не строго верти-
кальна, помимо быстрого вращения вокруг своей оси, со-
1 Известно, что многие металлы при температурах Тс и ниже (Тс —
гак называемая критическая температура) оказываются сверхпровод-
никами. Ниже критической температуры сопротивление сверхпровод-
ника практически равно нулю. В качестве иллюстрации отметим,
чю значения Тс для ниобия, свинца, тантала, алюминия равны соот-
иетственно9, 17; 7, 17; 4, 4; 1, 14 °К, а для Nb3Sn — 18,1 °К-
25
вершает еще дополнительное вращательное движение, на-
зываемое прецессией.
Прецессия — это медленное по сравнению с осевой
скоростью волчка
Рис. 20. Прецессия
электронной орбиты в
магнитном поле. В ре-
зультате прецессии воз-
никает дополнитель-
ный момент, направ-
ленный против поля
вращение его оси около вертикали.
Заметим, что направление вертикали
совпадает с направлением силы тя-
жести (рис. 19).
Электрон, вращающийся вокруг
ядра, можно представить в виде
своеобразного волчка, который, дви-
гаясь по орбите, образует замкнутый
ток и обладает определенным магнит-
ным моментом. В магнитном поле
возникнут силы, стремящиеся ориен-
тировать плоскость электронной ор-
биты перпендикулярно полю, что, как
и в случае волчка, приведет к пре-
цессии. Электронная орбита будет
прецессировать около направления
поля, подобно тому как ось волчка
прецессирует около вертикали с уг-
ловой частотой:
(Ю>
Эта формула впервые была получена Лармором и ча-
стота cot носит название частоты Ларморовской прецессии.
Прецессия электронной орбиты эквивалентна некото-
рому дополнительному вращению электрона, которое вслед-
ствие наличия у него электрического заряда дает дополни-
тельный магнитный момент. Этот дополнительный магнит-
ный момент, как показывает теория, ориентирован всегда
против поля (рис. 20).
Таким образом, явление диамагнетизма вызывается
прецессией электронных орбит при наложении магнитного
поля. Поскольку электронные орбиты имеются в атоме
любого вещества, то диамагнетизм присущ всем без исклю-
чения веществам, хотя проявляется он далеко не у всех
веществ, так как часто перекрывается более сильным
парамагнетизмом.
Диамагнетизм проявляется только тогда, когда маг-
нитные моменты всех электронных орбит и всех спинов
взаимно скомпенсированы.
26
На рис. 21 приведена схема атома гелия. Вокруг ядра
• нома гелия вращается два электрона, но вращение их
i.iKOBO, что магнитные моменты как орбитальные, так и
спиновые взаимно скомпенсированы. Поэтому общий маг-
нитный момент атома гелия равен нулю. Такой атом в
магнитном поле не будет вести себя подобно магнитной
с грелке, однако орбита каждо-
го электрона в атоме будет
прецессировать так, что воз-
никнет добавочный магнитный
момент, направленный против
ноля.
Силы, действующие на диа-
магнитные вещества в магнит-
ном поле, очень слабы, благо-
Рис. 21. Схема атома гелия.
Магнитные моменты электрон-
ных орбит и спинов взаимно
скомпенсированы
даря чему явление диамаг-
нетизма долгое время остава-
лось не замеченным и было
открыто Фарадеем лишь в
1845 г. Он же ввел в физику
термин «диамагнетизм». Теорию диамагнетизма впервые
разработал известный французский физик Лапжевен в
1905 г.
Поскольку диамагнетики намагничиваются против по-
ля, их намагниченность отрицательна. Отношение намаг-
ниченности к напряженности магнитного поля называется
магнитной восприимчивостью.
Если намагниченность обозначить через J, а напряжен-
ность поля через Н, то магнитная восприимчивость
ТАБЛИЦА 1
Магнитная восприимчивость
инертных газов
J
Н •
X =
(11)
Элемент
Магнитная
восприимчи-
вость
Гелий . . . .
Пеон.........
Аргон . . . .
Криптон
Ксенон . . . .
—1,90-10-»
—7,20.10»
—19,40-10 »
-28,00-10 »
—43,00-10 »
Поскольку намагничен-
ность диамагнетиков отри-
цательна, то и их восприим-
чивость отрицательна, а так
как диамагнитный эффект
вообще слаб, то величина маг-
нитной восприимчивости диа-
магнетиков отрицательна и
крайне мала.
27
Диамагнетиками являются, например, все инертные
газы. Величина диамагнитной восприимчивости растет
с увеличением порядкового номера элемента в таблице
Менделеева. Это можно объяснить тем, что чем выше по-
рядковый номер элемента, тем больше в атоме электронов
и, следовательно, большее число электронных орбит бу-
дет прецессировать вокруг направления поля, создавая
отрицательную намагниченность. В табл. 1 приводятся
данные об атомной магнитной восприимчивости (на грамм-
атом) инертных газов.
Кроме инертных газов существует много других диа-
магнитных веществ. В частности, диамагнитными свой-
ствами обладает ряд металлов: медь, серебро, золото, бе-
риллий, цинк, кадмий, ртуть, бор, галлий, свинец, сурь-
ма, висмут и некоторые другие. Диамагнитна вода, а так-
же многие органические соединения.
УСа/шмагнеЛшзм.
Если магнитные моменты частиц, составляющих
атом или молекулу, не скомпенсированы, то результиру-
ющий магнитный момент атома или молекулы в магнитном
поле будет вести себя как магнитная стрелка, стремясь
установиться по полю.
В отсутствие магнитного поля магнитные моменты от-
дельных атомов или молекул ориентированы равнове-
роятно по всем направлениям, как это показано на рис. 22.
Конечно, направление магнитного момента какого-либо
атома с течением времени не остается неизменным. Вслед-
ствие теплового движения, представляющего собой движе-
ние беспорядочное (хаотичное), направление магнитного
момента непрерывно меняется, но результирующий сред-
ний магнитный момент парамагнитного тела в отсутствие
поля будет равен нулю.
При наложении магнитного поля возникнут силы,
ориентирующие магнитный момент каждого атома по по-
лю. Этой ориентации будет противодействовать дезориен-
тирующее действие теплового движения. В результате
этих двух конкурирующих процессов установится неко-
торое распределение, представленное схематически на
рис. 23, а. Из рисунка видно, что магнитные моменты ато-
мов хотя и ориентированы по самым различным направ-
28
лениям, однако распределение уже не остается равно-
вероятным, а имеется некоторое преимущественное на-
правление, совпадающее с направлением наложенного
Рис 22. Элементарные магнит-
ные моменты ориентированы
хаотично (равновероятно) по
всем направлениям. Намагни-
ченность равна нулю
Н=0, J=0
магнитного поля. Результирующий момент при таком рас-
пределении не равен нулю, и тело оказывается намагни-
ченным по полю.
С увеличением напряженности поля большее число
магнитных моментов атомов ориентируется вдоль поля,
и намагниченность тела растет. Если поле очень велико,
J*0 j=jg
о б
Рис. 23. а — в магнитном поле возникает преимуществен-
ное направление элементарных магнитных моментов.
Намагниченность отлична от нуля; б — магнитное насы-
щение
то все магнитные моменты атомов будут ориентированы
строго по полю. Дальнейший рост поля картины не изме-
нит, так как будет достигнуто так называемое магнитное
насыщение (рис. 23, б).
С повышением температуры, при неизменной напря-
женности поля, возрастает дезориентирующая роль теп-
лового движения молекул и намагниченность убывает.
Французский физик Пьер Кюри установил закон тем-
пературной зависимости магнитной восприимчивости па-
рамагнетиков, согласно которому
% = 4. (12)
20
где С — константа Кюри, Т — абсолютная температура,
т. е. температура, отсчитываемая от абсолютного нуля,
равного —273 ° по Цельсию.
Однако этой простейшей зависимости подчиняется срав-
нительно небольшое количество парамагнитных веществ;
ТАБЛИЦА 2
Магнитная восприимчивость
некоторых парамагнетиков
Вещество
Магнитная
восприимчи-
вость
Литий .
Натрий .
Лантан .
Неодим .
Хром. .
Уран . .
25,2-10»
15,6.10-»
140,0-10-»
5600,0-IO"»
160,0-10»
620,0.10-»
это так называемые нормаль-
ные парамагнетики. Вообще
же зависимость от темпера-
туры магнитной восприимчи-
вости парамагнетиков часто
более сложна, а для щелочных
металлов восприимчивость во-
обще не связана с темпера-
турой. Поскольку парамагне-
тики — слабомагнитные ве-
щества, то и восприимчивость
их весьма мала — намного
меньше единицы (табл. 2).
В отличие от диамагнетиков,
восприимчивость парамагне-
тиков имеет всегда положительные значения.
Число парамагнитных веществ весьма велико. Пара-
магнитными являются газы О2 и О, платина, палладий,
соли редких земель, соли железа, кобальта, никеля, ще-
лочные металлы, а также металлы: магний, кальций,
алюминий, хром, молибден, марганец и др.
Фе/г/гомагне/пизлс.
Элемен(па/1ные носшпели
<pe/tfioMaineJnu3Ma
Рассмотренные выше диамагнитные и парамагнит-
ные вещества относятся к числу слабомагнитных тел.
Для обнаружения и изучения их магнитных свойств тре-
буются специальные условия и физическая аппаратура
высокой чувствительности.
Ферромагнетики — тела сильно магнитные. Они силь-
но намагничиваются даже в слабых магнитных полях,
и их намагниченность можно обнаружить с помощью
простых средств.
30
Из чистых химических элементов ферромагнитными
свойствами обладают железо, никель, кобальт, гадолиний.
При очень низких температурах ферромагнитны эрбий,
диспрозий, тулий, гольмий и тербий.
Самым распространенным ферромагнитным элементом
является железо (от латинского ferrum — железо), отсюда
и название — ферромагнитные тела, ферромагнетизм.
Несмотря на то, что из чистых химических элементов
всего девять обладают ферромагнитными свойствами, чис-
ло ферромагнитных веществ очень велико. Ферромагнит-
ными могут быть сплавы как из самих ферромагнитных
элементов, так и их сплавы с неферромагнитными элемен-
тами. Кроме того, известны ферромагнитные сплавд из
пеферромагнитных элементов. Такие сплавы носят назва-
ние «гейслеровых».
Выше уже говорилось об элементарных носителях
магнетизма, отмечалось также, что основными элементар-
ными носителями магнетизма являются орбитальные и спи-
новые моменты электронов. Которые же из них, или те
и другие, приводят к ферромагнетизму? Ответ на этот
вопрос был получен с помощью магнито-механических опы-
тов, основанных на следующем.
Электрон вследствие вращения его вокруг ядра и во-
круг своей оси, кроме магнитного момента, обладает так-
же некоторым механическим моментом вращения. Под ме-
ханическим моментом тела понимают величину, равную
произведению его массы на скорость и на радиус враще-
ния, т. е. механический момент
P = mvr, (13)
где т — масса вращающегося тела, v — его скорость,
г — расстояние этого тела от оси вращения и, как уже от-
мечалось выше, величина орбитального механического мо-
мента
где п — целое число (п = 1, 2, 3 . . .).
Свойство принимать не любые, а только некоторые
определенные значения, распространяется и на другие
характеристики атома. Так, например, радиус орбиты элек-
трона не может быть любым, а может принимать толь-
31
Рис. 24. Сальто
ко некоторые значения. Вполне
определенные значения могут
принимать также энергия п ско-
рость электрона и т. д. Вооб-
ще параметры, характеризующие
свойства атома, изменяются не
непрерывно, а «ступенчато». По-
этому говорят, что одно из ос-
новных свойств атома — это дис-
кретность его свойств, т. е. спо-
собность принимать не любые,
а только некоторые избранные
значения характеризующих его
физических величин.
Что касается величины ме-
ханического момента электрона,
обусловленного вращением его
вокруг своей оси (механический момент спина), то она
u 1 h
всегда оказывается равной -= • х—, т. е. половине наимень-
А АЛ,
шего орбитального механического момента.
Первый опыт определения носителя ферромагнетизма
был осуществлен в 1916 г. Эйнштейном и Де-Гаазом, а за-
тем многократно повторялся многими исследователями.
Чтобы понять сущность этого опыта, рассмотрим неко-
торые примеры из механики. В механике известен закон,
называемый законом сохранения момента количества дви-
жения. Этот закон гласит, что если на тело извне не дей-
ствуют никакие вращательные силы, то момент количества
движения или механический момент его остается величи-
ной неизменной.
Вспомним, как акробат делает сальто (рис. 24). Под-
прыгнув и придав вращательное движение своему телу,
он затем подбирает тело, поджимая руки и ноги. Этим
самым уменьшается расстояние некоторых частей тела
от оси, вокруг которой получил вращательное движение
акробат. Так как извне при этом на него никакие враща-
тельные силы не действуют, то механический момент его
сохраняется, т. е. произведение массы тела на скорость
и на радиус от оси вращения не меняется. Но радиус вра-
щения уменьшился, поэтому при постоянной массе долж-
на увеличиться скорость вращательного движения. И
действительно, поджимая руки и ноги, акробат быстро
32
Рис. 25. Опыт со скамьей Жуковского
переворачивается в воздухе и затем, выпрямляя корпус,
замедляет вращательное движение и становится на ноги
(рис. 24).
Интересный и очень поучительный опыт можно про-
вести на так называемой скамье Жуковского с велосипед-
ным колесом. Скамья Жуковского представляет собой
небольшую площадку, которая легко вращается около
вертикальной оси. Если на такую площадку поставить
человека, дав ему в руки быстро вращающееся на верти-
кальной оси велосипедное колесо, то такая система будет
обладать некоторым механическим моментом.
Если теперь человек, стоя на скамейке, повернет ось
велосипедного колеса на 180°, то по закону сохранения
механического момента сам человек на скамейке начнет
вращаться в ту сторону, в которую ранее вращалось вело-
сипедное колесо (рис. 25).
Опыт Эйнштейна и Де-Гааза подобен описанному выше
опыту со скамьей Жуковского и велосипедным колесом.
В самом деле, если ферромагнетизм обусловлен орби-
тальными магнитными моментами электронов, то в сильно
намагниченном железе они должны быть сориентированы
3 Л. В. Киренскп*
33
одинаково. Плоскости 'Орбит должны быть параллельны
друг другу, и все электроны должны вращаться по ор-
битам в одну и ту же сторону. Дело обстоит так, как если
бы в куске намагниченного железа большое количество
маленьких велосипедных колес вращалось в одну и ту
же сторону. Если теперь этот кусок железа перемагни-
тить, то, очевидно, все электроны по орбитам должны на-
чать вращаться в противоположную сторону, что соответ-
ствует в опыте со скамьей Жуковского повороту оси вело-
сипедного колеса на 180°. Мы уже видели, что в этом слу-
чае сама скамья вместе с человеком начинает вращаться
в ту сторону, куда раньше вращалось колесо. То же, оче-
видно, произойдет и с куском железа при перемагничи-
вании. Перемагнитив кусок железа, мы заставляем элект-
роны по орбитам вращаться в сторону, противоположную
их первоначальному вращению. При этом сам кусок пе-
ремагниченного железа должен начать вращаться в ту
сторону, куда прежде, до перемагничивания, вращались
электроны по своим орбитам.
Перемагничивание образца (например, из железа) мож-
но осуществить легко, если вспомнить, что электрический
ток, протекая по проводнику, создает магнитное поле.
Практически это делается так. Образец помещают в соле-
ноид, через который пропускают достаточно сильный ток.
Тогда внутри соленоида создается сильное магнитное поле
и помещенный внутри него образец намагничивается. Для
перемагничивания следует, очевидно, переменить направ-
ление тока в катушке.
Если внутри соленоида подвесить на нити железный
цилиндр и его намагнитить пропусканием тока в соле-
ноиде, то при изменении направления тока в соленоиде
железный цилиндр перемагнитится и начнет, закручивая
нить, поворачиваться в сторону, куда раньше вращались
электроны. Следует отметить, что угол закручивания
нити будет очень небольшой; чтобы его обнаружить, к
нити прикрепляют очень легкое зеркальце и на сравни-
тельно большом расстоянии наблюдают отклонение от
него светового зайчика (рис. 26).
Так будет, если ферромагнетизм обусловлен только
орбитальными магнитными моментами электронов. Если
же ферромагнетизм связан только со спиновыми магнит-
ными моментами, то в намагниченном куске железа все
электроны будут вращаться в одном и том же направле-
34
нии вокруг своей оси. При перемаг-
ничивании железа они начнут вра-
щаться в сторону, противоположную
их первоначальному вращению, за-
ставляя тем самым весь кусок желе-
за вращаться в ту сторону, в кото-
рую вращались электроны до пере-
магничивания. Очевидно, световой
зайчик, отброшенный прикрепленным
к нити зеркальцем, и в этом случае
изменит свое положение. Независимо
от того, обусловлен ли ферромагне-
тизм только орбитальными или толь-
ко спиновыми магнитными момента-
ми, или теми и другими, в рас-
смотренных случаях при перемагни-
чивании кусок железа начнет пово-
Рис. 26. Схема опыта
Эйнштейна и Де-Гааза
выше
рачиваться и закручивать нить, на
которой он подвешен.
Однако сила закручивания будет
различной и вот почему. Как уже
магнитный момент электронной орбиты р равен числу ма-
гнетонов Бора, т. е. р = пр0. Механический же момент
К, связанный с орбитальным вращением электрона, равен
Л
целому числу :
ZJt
Таким образом, отношение орбитального магнитного
момента к орбитальному механическому моменту равно
Zjx\ 2лрр
\ К /орбит h *
Что касается отношения магнитного момента спина, рав
ного магнетону Бора р0, к его механическому моменту,
1 h
равному -s- ,то оно составляет
т. е. оказывается вдвое большим, нежели для электрон-
ной орбиты.
В указанном опыте Эйнштейна и Де-Гааза при пере-
магничивании можно измерить изменение как механи-
3*
35
веского момента количества движения, так и магнитного
момента, и взять их отношение. Многократно проведен
ные тщательные исследования показывают, что это отно-
шение равно • Таким образом, из эксперимента сле-
дует, что ферромагнетизм обусловлен не орбитальными,
а спиновыми магнитными моментами, именно они при
определенных условиях устанавливаются в веществе так,
что возникает ферромагнетизм. Об этих условиях будет
сказано ниже.
Л/ш[юда (pefifioaiaiHejiiusMa
Из предыдущего параграфа следует, что элемен-
тарными носителями ферромагнетизма являются элект-
ронные спины. Однако возникает вполне законный вопрос:
почему же электронные спины создают ферромагнетизм
не во всех веществах, а только в некоторых, причем очень
немногих? Почему ферромагнитны железо, никель, поче-
му не ферромагнитны медь и серебро? Ведь и в атомах
меди электроны вращаются вокруг ядра, обладая орби-
тальными магнитными моментами, и в атомах меди элект-
роны вращаются вокруг своей оси и, таким образом, об-
ладают спиновыми магнитными моментами.
Ответ следует, очевидно, искать в специфике атомного
строения ферромагнитных веществ.
В атоме с достаточно большим порядковым номером
вокруг ядра вращается значительное количество элект-
ронов. При вращении вокруг ядра электроны распола-
гаются некоторыми слоями. Максимальное число электро-
нов в слое (оболочке) равно 2п2, где п — порядковый но-
мер слоя. Так, например, в первом слое электронов может
быть всего 2, во втором слое 2-22 , или 8, а в третьем 2-З2,
или 18, в четвертом 32 электрона и т. п.
При переходе от одного атома к другому в порядке
увеличения его атомного номера сначала нормально за-
полняются слои электронов с меньшими порядковыми
номерами и лишь потом начинают заполняться более от-
даленные слои. Так, в атоме водорода всего один электрон,
и он будет находиться в первом электронном слое. Атом
гелия (его порядковый номер два) имеет два электрона,
и они оба находятся в первом слое. У химического эле-
зв
мента лития, имеющего порядковый номер три, — три
электрона. Эти электроны не могут быть размещены в
первом слое, поскольку, как указывалось выше, макси-
мальное количество электронов, которое может быть в
первом слое, равно двум. Следовательно, третий электрон
в атоме лития расположен во втором слое. У следующих
по порядку элементов — бериллия, бора, углерода и
т. д. — будет все больше и больше заполняться второй
слой. У неона, имеющего порядковый номер десять, этот
слой окажется полностью заполненным. Очевидно, у сле-
дующего элемента — натрия — начинает заполняться тре-
тий слой.
В слоях следует различать подслои. Первый подслой
носит название s-подслоя и находящиеся в нем электроны
называются s-электронами. Второй подслой называется
р-подслоем, третий — d-подслоем, четвертый — /’-подслоем.
Соответственно этому имеем s, р, d или /-электроны. Со-
гласно квантовой теории, число электронов в каждом под-
слое также должно быть ограничено. Так, в s-подслое их
будет не более двух, в р-подслое -— не более 6, в d-под-
слое — не более 10, в /-подслое число их не может пре-
вышать 14. Максимальное число электронов в слое равно
2 л2, поэтому можно подсчитать также, какое число под-
слоев имеет каждый слой.
Первый слой, содержащий всего 2 электрона, не имеет
подслоев. Второй слой, который может иметь 8 электро-
нов, имеет два подслоя: s-подслой (с двумя электронами)
и р-подслой (с шестью электронами). Для обозначения
того, в каком подслое какого слоя находится электрон,
обозначают номер слоя числом, за которым ставят букву,
обозначающую подслой. Например, запись 2s означает,
что электрон принадлежит к первому подслою второго
слоя, а запись 4d означает, что электрон принадлежит
к третьему подслою четвертого слоя (табл. 3).
Последовательный характер заполнения слоев при пе-
реходе к химическим элементам с большими порядковыми
номерами нарушается в третьем слое. Это значит, что
наблюдаются случаи, когда третий слой еще не совсем
заполнен, а уже начинает заполняться четвертый слой.
Заметим, что у заполненных слоев и подслоев как орби-
тальные, так и спиновые магнитные моменты оказывают-
ся взаимно скомпенсированными, т. е. если направлен-
ные в одну сторону спины условно считать положитель-
37
ними, а в противоположную сторону — отрицательными,
то число плюс и минус спинов окажется равным.
На рис. 27 схематически представлены электронные
слои и подслои в атоме железа. Видно, что в атоме же-
леза целиком заполнены первый и второй слои с одинако-
вым количеством + и — спинов в каждом. Одинаковое
число + и — спинов находится также во внешнем, чет-
вертом слое. Что же касается третьего слоя, то в нем це-
ликом, с одинаковым числом + и — спинов, заполнены
подслои 3s и Зр, а подслой 3d не заполнен и содержит 5
положительных спинов и 1 отрицательный.
Т \ Б ЛИЦА 3
Максимальное число электронов в подслое каждого слоя
Первый СЛОЙ Второй слой Третий слой Четвертый слой
1 2s 2р 3s Зр 3d 4s 4р 4d 4/
2 2 6 2 6 10 2 6 10 14
Для других ферромагнетиков также характерно нали-
чие внутренних незаполненных электронных слоев. Для
железа, никеля и кобальта незаполненными являются
З^-подслой, для лантанидов подслой 4/.
Наличие внутренних незаполненных слоев в атоме
является необходимым, но еще недостаточным условием
для возникновения ферромагнетизма. В самом деле, внут-
ренние незаполненные слои мы встречаем не только у фер-
ромагнитных элементов. Например, незаполненные слои
имеют атомы марганца, хрома, ванадия, все лантаниды1,
а между тем марганец, хром и ванадий не ферромагнит-
ны, так же как и лантаниды (за исключением гадолиния,
эрбия, диспрозия, тербия, тулия и гольмия).
Кроме того, сами атомы ферромагнитного вещества,
будучи изолированными друг от друга, не проявляют
никаких ферромагнитных свойств.
Ферромагнитные свойства проявляются только ниже
некоторой определенной температуры, в кристалличе-
1 Лантаниды — химические элементы, очень сходные по своим
химическим свойствам с лантаном и имеющие в таблице Менделеева
порядковые номера от 57 до 70,
38
Рис. 27. Электронные слон и подслои в атоме железа
ском состоянии. Как было показано советским физиком
Я- И. Френкелем, ферромагнетизм возникает благодаря
особому взаимодействию электронов незаполненных слоев
между соседними атомами1. Такое взаимодействие назы-
вается «обменным», ибо взаимодействующие электроны
перестают быть связанными с определенными атомами,
«коллективизируются». Электрон, принадлежащий пер-
вому атому, оказывается принадлежащим также и вто-
рому атому, и наоборот. Атомы как бы обмениваются
электронами. Поэтому такое взаимодействие называется
обменным.
Обменное взаимодействие характеризуется так назы-
ваемым интегралом обмена, который очень сильно зави-
сит от расстояния между атомами в кристаллической ре-
шетке. При значительных расстояниях между атомами
это взаимодействие равно нулю. С уменьшением расстоя-
ния взаимодействие растет, интеграл обмена положите-
лен. При положительном значении интеграла обмена
взаимодействие приводит к параллельной ориентации спи-
1 Природа ферромагнетизма подробно обсуждается ниже.
ЗВ
нов, что в свою очередь ведет к самопроизвольной или
спонтанной намагниченности вещества — основного свой-
ства ферромагнетизма. При дальнейшем уменьшении рас-
стояния интеграл обмена, пройдя максимальное значение,
начинает убывать и становится отрицательным. При от-
рицательном значении интеграла обмена спины электронов
Рис 28. Зависимость ин-
теграла обмена от отно-
шения диаметра атома к
диаметру незаполненной
оболочки
самопроизвольно устанавливаются антипараллельно друг
другу, что приводит к особому явлению, называемому
антиферромагнетизмом. Как показали исследования, ин-
теграл обмена положителен, т. е. вещество обладает фер«
ромагнитными свойствами, если отношение диаметра ато-
ма к диаметру незаполненной оболочки больше 1,5.
Зависимость интеграла обмена от отношения диамет-
ра атома к диаметру незаполненной оболочки представ-
лена на рис. 28 и табл. 4.
ТАБЛИЦА 4
Зависимость магнитных свойств от отношения диаметра атома
к диилетру незаполненной его оболочки
Элемент Диаметр атома а. Диаметр незапол- ненного слоя dt А Отноше- ние а ~d Примечание
Марганец .... 2,52 1,71 1,47 Не ферромагнитен
Железо 2,50 1,53 1,63 Ферромагнитно
Кобальт . . . . • 2,51 1,38 1,82 Ферромагнитен
Никель 2,50 1,27 1,97 Ферромагнитен
Платина 2,77 2,25 1,23 Не ферромагнитна
Гадолиний .... 3,35 1,08 3,10 Ферромагнитен
40
Итак, можно сделать следующие выводы.
1. Элементарными носителями ферромагнетизма яв-
ляются электронные спины.
2. Ферромагнетизм присущ тем элементам, в которых:
а) имеются внутренние незаполненные слои;
б) отношение диаметра атома в кристаллической ре-
шетке к диаметру незаполненного слоя больше 1,5 (ин-
теграл обмена положителен).
Следует также отметить, что ферромагнетизм возмо-
жен лишь в кристаллическом состоянии ниже некоторой
температуры, характерной для каждого ферромагнетика.
Намагничивание фе/г/юмагневйиса
Кусок ферромагнитного вещества в отсутствие
магнитного поля не проявляет своих ферромагнитных
свойств Например, если взять кусок ненамагниченного
железа и погрузить его в железные опилки, то они не при-
тянутся к железу. Ненамагннченпые два куска железа
также не притягивают друг друга.
Если же кусок железа поместить в магнитное поле,
созданное магнитом или электрическим током, то оно на-
магнитится, т. е. само станет магнитом.
Этот факт легко объясняет притяжение железа маг-
нитом. В самом деле, ведь магнитное взаимодействие воз-
никает только между магнитными полюсами, почему же
ненамагниченное железо притягивается к магниту?
Ответ очень прост. Если поднести кусок непамагни-
ченного железа к магниту, то железо окажется в маг-
нитном поле магнита и намагнитится, причем так, что на
ближайшем к северному полюсу магнита конце куска
железа возникнет южный полюс (рис. 29), а на дальнем —
северный. Возникшие в железе полюсы будут взаимодей-
ствовать с полюсами магнита, причем эта сила взаимо-
действия, согласно закону Кулона, будет обратно про-
порциональна квадрату расстояния между полюсами. По-
скольку расстояние между противоположными полюса-
ми меньше, чем между одноименными, а разноименные
полюсы притягиваются, то между магнитом и куском же-
леза возникнут силы притяжения, и кусок железа притя-
нется к магниту.
41
Рассмотрим, как будет происходить намагничивание
железа. Представим себе железный цилиндр, помещен-
ный в катушку, по которой можно пропускать электри-
ческий ток. Если катушка достаточно длинна, то внутри
катушки вдали от краев создается поле, напряженность
которого во всех точках одинакова. Такое магнитное поле
Рис. 29. Намагничивание железа
называется однородным. Величину напряженности поля
в соленоиде можно вычислить, как указывалось выше,
по формуле Гопкинсона:
,, 0,4.тМ
—Т~
где Н — напряженность магнитного поля в эрстедах,
W — число витков катушки, i — сила тока в амперах,
I — длина катушки. Изменяя силу тока, можно изменять
напряженность магнитного поля в катушке.
Что физически представляет собой процесс намагни-
чивания, мы рассмотрим в дальнейшем, а пока будем счи-
тать, что в намагничиваемом куске железа возникает маг-
нитный момент, который возрастает с увеличением маг-
нитного поля.
Очевидно, момент намагничиваемого куска железа бу-
дет тем больше, чем больше его объем. Для оценки интен-
сивности намагничивания образца обычно рассматривают
магнитный момент единицы объема и называют его н а-
магн и ценностью; обозначают ее через J.
Следует различать слова «намагничивание» и «намаг-
ниченность». Под «намагничиванием» понимают процесс
увеличения магнитного момента образца, а под «намаг-
ниченностью» — величину магнитного момента единицы
его объема.
Как показывает опыт, при увеличении напряженно-
сти магнитного поля будет возрастать и намагниченность
42
образца, причем вначале (в очень слабых полях), это воз-
растание идет сравнительно медленно, затем с повышением
напряженности магнитного поля намагниченность начи-
нает расти очень быстро. Далее намагниченность снова
растет медленно и в достаточно сильных полях, начиная
Рис. 30. Кривая намагничи-
вания ферромагнетика
с так называемого поля насыще-
ния, рост намагниченности прак-
тически прекращается, образец
достигает технического насыще-
ния. На рис. 30 представлен
Действующее Приложенное Размагничиво
поле поле ющее поле
Рис. 31. Поле внутри ферромагнетика
равно разности внешнего поля и раз-
магничивающего поля полюсов
график зависимости намагниченности от напряженности
магнитного поля. График этот называют кривой намагни-
чивания. Следует заметить, что кривая намагничивания
существенным образом будет зависеть от формы намаг-
ничиваемого образца.
В самом деле, на элементарные носители магнетизма
будет действовать не то поле, которое создается намагни-
чивающей катушкой, а то, которое будет существовать
внутри самого образца. Однако магнитное поле внутри
образца будет отличаться от поля вне его, так как при
намагничивании образца на концах его создаются магнит-
ные полюсы, которые будут создавать свое магнитное поле,
направленное внутри образца в сторону, противополож-
ную намагничивающему полю катушки. Поле внутри об-
разца будет представлять собой разность двух полей: на-
магничивающего поля катушки и размагничивающего по-
ля концов образца (рис. 31). Чем короче и толще образец,
тем сильнее размагничивающее поле, тем в более сильных
внешних полях образец достигает насыщения. На рис. 32
показаны графики зависимости намагниченности от напря-
женности внешнего магнитного поля или, как мы их на-
зывали, кривые намагничивания для длинного и тонкого
43
образца (кривая 1) и для толстого и короткого образца
(кривая 2).
Зависимость кривой намагничивания от формы на-
магничиваемого образца легко понять из следующих рас-
Рнс. 32. Графики зависимости
намагниченности от напряжен-
ности внешнего магнитного поля
суждений. Мы видели (см.
рис. 13), что система, предо-
ставленная самой себе, будет
стремиться к минимуму по-
тенциальной энергии. Шарик
катится на дно лунки по-
тому, что на дне лунки его
потенциальная энергия мини-
мальна; чтобы поднять его со
дна лунки, нужно затратить
некоторое количество энер-
гии. Мы убедились также, что
магнитная стрелка будет ус-
танавливаться вдоль магнит-
ного поля, так как такое ее
положение соответствует ми-
нимуму потенциальной энергии, и чтобы вывести ее из
этого состояния, следует затратить некоторое количество
энергии.
Представим себе теперь, что мы имеем два железных
бруска, помещенные в магнитное поле и расположенные
Рис. 33. Расположение брусков, при
котором возникают силы притяжения
друг относительно друга так, как это показано на рис. 33.
Возникшие магнитные полюса будут взаимодействовать
так, что между брусками возникнут силы притяжения,
бруски начнут двигаться навстречу друг другу до сопри-
косновения. Чтобы теперь их разъединить, надо затратить
некоторое количество энергии. Следовательно, энергия
длинного намагниченного бруска меньше энергии двух
намагниченных коротких брусков. Это значит, что на на-
магничивание длинного бруска затрачивается меньше маг-
нитной энергии, чем на намагничивание двух коротких
44
брусков, составляющих в сумме объем, равный объему
длинного бруска. Если же такие бруски расположены
друг относительно друга так, как показано на рис. 34, то
между ними возникают силы отталкивания: чтобы сблизить
_________s_
I
Рис. 34. Располо-
жение брусков, при
котором возникают
силы отталкивания
Рис. 35. Кривая Столетова (зависи-
мость магнитной восприимчивости фер-
ромагнетика от напряженности магнит-
ного поля)
их друг с другом, следует затратить дополнительную
работу. Значит сближенные два бруска будут иметь
в этом случае большую энергию, чем два разъединен-
ных, и, следовательно, на намагничивание короткого и
толстого образца потребуется затратить больше энергии.
Поэтому длинный и топкий образец намагничивается легче
толстого и короткого.
Как видно из рис. 32, кривая намагничивания толстого
образца — значительно положе. Конечные точки кривых,
естественно, совпадают, так как в обоих случаях намагни-
ченность равна техническому насыщению.
Описанный выше факт зависимости кривой намагни-
чивания от формы образца создает большие неудобства
при исследовании магнитных свойств ферромагнетиков.
Поэтому необходим метод, свободный от этих недостатков,
который давал бы возможность изучать изменение намаг-
ниченности вещества без учета размагничивающего поля
образующихся полюсов. Такой способ был разработан
впервые русским физиком Столетовым и теперь исполь-
зуется при исследовании ферромагнетиков.
Столетов в своих исследованиях использовал образец
в виде кольца, на которое равномерно наматывалась на-
45
магничивающая катушка. В этом случае размагничиваю-
щих полюсов в образце не создается, и при исследовании
получаются истинные кривые намагничивания ферро-
магнетиков.
L На различных участках кривой намагничивания маг-
нитная восприимчивость различна; чем круче участок
кривой намагничивания, тем больше магнитная воспри-
имчивость. Зависимость восприимчивости от напряженно-
сти магнитного поля была также впервые изучена Столе-
товым. На рис. 35 представлена зависимость восприимчи-
вости ферромагнетика от напряженности внешнего маг-
нитного поля.
Как видно из рисунка, вначале магнитная восприим-
чивость не особенно велика (Хо — начальная восприимчи-
вость), затем с увеличением поля она растет и, достигая
при некотором значении поля своего максимального зна-
чения (максимальная восприимчивость), уменьшается с
дальнейшим ростом поля; в очень сильных полях ее значе-
ние близко к нулю.
Удобнее иногда пользоваться не магнитной восприим-
чивостью, а магнитной проницаемостью, связанной с маг-
нитной восприимчивостью соотношением
ц=1+4лх, (16)
где р — магнитная проницаемость ферромагнетика, % —
его восприимчивость1.
Выше указывалось, что намагниченность ферромаг-
нетика определяется магнитным моментом единицы его
объема J и что намагниченность связана с напряженностью
поля соотношением J = ХН. Часто магнитное состояние
вещества характеризуют другой величиной, так называе-
мой магнитной индукцией В = цН, где В — магнитная
индукция. Из приведенных формул следует, что
B = H+4aJ. (17)
1 Значения р у диамагнетиков чуть меньше, а у парамагнетиков
чуть больше единицы. У ферромагнетиков р значительно больше еди-
ницы.
46
^азлиггничибаюи^ий фа/anofi
Метод Столетова (когда магнитные свойства ис-
следуются на кольцевых образцах) не всегда может быть
использован. Часто приходится иметь дело с образцами
в виде цилиндров, эллипсоидов и т. д., внутреннее поле
в которых может существенно отличаться от внешнего
благодаря размагничивающему действию полюсов. Одна-
ко существует метод, с помощью которого удается по кри-
вой намагничивания, снятой относительно внешнего поля
Не, построить кривую намагничивания относительно внут-
реннего поля Н, т. е. получить истинную кривую намаг-
ничивания вещества.
Это оказывается возможным благодаря тому, что с до-
статочно большой точностью размагничивающее поле /7газм
можно считать пропорциональным намагниченности об-
разца J. Таким образом,
Нразм = Ш, (18)
где N — размагничивающий фактор образца, зависящий
от его формы. Поскольку внутреннее поле (см. рис. 31)
Н = Не-Н разм, (19)
то
H = — (20)
На рис. 36 представлены кривые намагничивания для
двух случаев. Кривая 1 — в отсутствие размагничиваю-
щего поля, т. е. для случая, когда размагничивающий фак-
тор N = 0 (случай тороида или бесконечно длинного
стержня), кривая 1, очевидно, представляет собой истин-
ную кривую намагничивания вещества; кривая 2 — иду-
щая более полого, снята для образца конечной длины (кри-
вая намагничивания тела), т. е. для случая, когда раз-
магничивающий фактор N отличен от нуля. На рисунке
также обозначены значения внешнего поля Не, размаг-
ничивающего поля //разы и внутреннего поля Н, под дей-
ствием которого происходит намагничивание вещества.
Задача, очевидно, заключается в нахождении приема,
с помощью которого кривая 2 должна трансформировать-
ся в кривую 1.
Такого рода трансформация возможна, если известен
размагничивающий фактор образца и если поле внутри
47
образца достаточно однородно. При помещении образца
во внешнее однородное поле внутри образца поле будет
также однородным, если образец имеет форму эллипсои-
да. Во всех остальных случаях поле внутри образца можно
считать однородным только приближенно. Поэтому при
исследовании кривых намагничивания, если по условиям
Рис. 36. Кривые намагничивания вещества
(1) и тела (2)
эксперимента нельзя снять кривые намагничивания на
тороидальных образцах, предпочтительнее проводить из-
мерения на образцах, имеющих форму эллипсоида, вели-
чина размагничивающего фактора которого может быть
точно вычислена. При исследовании образцов цилиндри-
ческой формы, когда отношение длины образца к его диа-
метру велико, поле внутри образца приближенно можно
считать однородным. Внутреннее поле Н по заданному
внешнему полю Не чаще всего определяют по методу «сре-
за» Релея.
Практически это производится следующим образом.
Из начала координат, во втором квадранте под углом а,
удовлетворяющем условию
tga = N,
к оси намагниченности проводится прямая, причем любой
отрезок, параллельный оси Не и заключенный между этой
прямой и осью намагниченности, будет выражать величи-
ну размагничивающего поля, помеченного на рис. 37 че-
рез hlt h2, ha и т. д. Откладывая эти отрезки влево от кривой
намагничивания тела 2 при тех же значениях намагничен-
ие
ности и проведя через концы этих отрезков кривую, оче-
видно, получим кривую намагничивания вещества.
Размагничивающий фактор N является функцией фор-
мы образца. Для тороида и бесконечно длинного стержня
N = 0, для шара N = (4/3)л, для бесконечного тонкого дис-
ка перпендикулярно плоскости N = 4л, а параллельно
Рис. 37. Метод «среза» Релея
плоскости N = 0, для бесконечно длинного цилиндра
перпендикулярно осн N = 2л, а параллельно оси N = 0.
В табл. 5 приведены значения размагничивающего фак-
тора для цилиндрических образцов и эллипсоидов враще-
ния при различных значениях отношения осей или длины
к диаметру (для цилиндра).
ТАБЛИЦА 5
Отношение осей илн длины к диаметру ДЛЯ цилиндров для эллип- соидов вращения Отношение осей или длины к диаметру для цилиндров для эллип- соидов вращения
0 12,56 12,56 20 0,0777 0,0851
1 3,4 4,18 50 0,01622 0,01812
2 1,7G 2,18 100 0,00453 0,00541
5 0,502 0,702 500 0,000176 0,000297
10 0,216 0,255
4 Л. В. Кпренскнй
49
ucj£efi£3ucHbte явления
в фе/г/икиагме/никах
Представим себе, что мы взяли ненамагниченный ку-
сок железа и поместили его в плавно возрастающее маг-
нитное поле. Тогда, очевидно, железо начнет плавно на-
магничиваться, намагниченность его будет расти, пока
Рис. 38. Петля гистерезиса ферромагнетика
при достаточно сильном поле /7, не достигнет своего насы-
щения. Процесс намагничивания образца, ранее не поме-
щавшегося в магнитное поле, представлен на рис. 38 кри-
вой Оа. Если теперь уменьшать напряженность магнит-
ного поля, то будет уменьшаться и намагниченность.
Однако при определенных значениях магнитного поля
мы уже не получим тех значений намагниченности, кото-
рые соответствовали этим полям при нарастании поля.
Другими словами, кривые намагничивания образца, со-
ответствующие возрастанию и уменьшению поля, не сов-
падают.
Как показывает опыт, кривая, соответствующая умень-
шению поля, пойдет выше. Это явление отставания спада
намагниченности от спада поля носит название маг-
нитного гистерезиса.
В поле, равном нулю на кривой размагничивания,
намагниченность не обращается в нуль, а имеет некото-
рое значение Jr, которое носит название остаточ-
ной намагниченности. Чтобы свести эту оста-
50
точную намагниченность к нулю, нужно приложить поле
Нс, направленное противоположно.
Поле Нс, при котором остаточная намагниченность
обращается в нуль, носит название коэрцитивного (за-
держивающего) поля пли коэрцитивной силы.
Если продолжать .увеличивать поле противополож-
ного направления (отрицательное поле), то при полях,
превышающих значение коэрцитивной силы, образец нач-
нет намагничиваться в направлении, противоположном
начальному. Эта отрицательная намагниченность с ростом
поля будет расти и достигнет насыщения, численно рав-
ного величине насыщения при положительной намагни-
ченности.
Уменьшая отрицательное поле, мы получим такую
же картину, как и в случае размагничивания от насыще-
ния при положительном поле, т. е. когда поле обратится
в нуль, то отрицательная намагниченность в нуль не об-
ратится, а будет равна —Jr. Чтобы свести эту отрицатель-
ную намагниченность к нулю, следует приложить поло-
жительное магнитное поле, равное коэрцитивному полю.
Увеличивая положительное значение поля, мы получим
положительную намагниченность, которая будет расти
вместе с полем, пока не достигнет насыщения.
Таким образом, при изменении величины поля от мак-
симального положительного до максимального отрица-
тельного значения и обратно кривая, характеризующая
намагниченность, образует петлю, которая называется пет-
лей гистерезиса. Если мы снова повторим цикл, изменяя
поле от +7/, до —Н, и обратно, то мы опишем ту же самую
петлю. По такой петле мы будем «ходить» при многократ-
ном перемагничивании. Что касается кривой Оа, то ее
можно получить снова только при условии предваритель-
ного полного размагничивания образца. Поэтому эта кри-
вая носит название первообразной или первичной кри-
вой.
Размагнитить образец можно, например, при помощи
многократного переключения тока (коммутации) в катуш-
ке, при одновременном уменьшении его величины от зна-
чений, соответствующих магнитному насыщению образца,
до нуля.
Вследствие магнитного гистерезиса при одном и том
же значении магнитного поля намагниченность образца
может иметь различные значения, которые зависят не толь-
4*
51
ко от напряженности магнитного поля, но и от предысто-
рии образца.
Такая петля гистерезиса, при которой намагниченность
изменяется от до —Jt, носит название предельной.
Она является одной из важных характеристик ферро-
магнетика. Материалы с большой коэрцитивной силой
имеют широкую петлю гистерезиса. Они трудно размаг-
ничиваются и называются магнитно-жесткими материа-
лами. Из таких материалов изготавливают постоянные
магниты.
Магнитно-мягкие материалы, наоборот, обладают ма-
лой коэрцитивной силой и узкой петлей гистерезиса. Та-
кие материалы используются в трансформаторах, стато-
рах и роторах динамомашин и моторов и т. д.
В табл. 6 приводятся данные о коэрцитивных силах
Нс и максимальной магнитной проницаемости |хмакс неко-
торых магнитных материалов.
ТАБЛИЦА С
Характеристика некоторых магнитных материалов
Материалы ^макс "с, врстед Примечание
5000
10 000
100 000
900 000
0,8—1,5
0,2—0,6
0,05
0,004
42
74
250
500
Железо..................
Кремнистая сталь * (4% Si)
Пермаллой (78% Ni, 21% Fe)
Супермалой (79% Ni, 15%
Fe, 5% Cr)..............
Углеродистая сталь (0,65%
С, 0,85% Мп)............
Хромистая сталь (1,1% С,
6% Ст, 4% Мо)...........
Кобальтовая сталь (0,9% С,
5—6% W, 3—6% Ст,
35% Со).................
Альни (12% А1, 25% Ni)
Магнитно мягкие
материалы
Магнитно-жесткие
материалы
• В таблице приведены весовые проценты.
Если циклическое перемагничивание осуществляется
при максимальном значении поля, меньшем поля насы-
щения, то гистерезисные явления протекают еще более
сложно.
52
Пусть при напряженности поля /7, намагниченность
ферромагнитного образца соответствует точке а на рис. 39.
Поскольку поле меньше поля насыщения, то и намагни-
ченность J будет меньше Js.
Если теперь плавно уменьшать поле до —Hi, то на-
магниченность будет изменяться по кривой аб, и при по-
вторном возрастании поля до Нх намагниченность, как
правило, не совпадает с точкой а, а будет иметь несколько
Рис. 39. Неустановившаяся
петля гистерезиса
Рис 40. Семейство симметричных
петель гистерезиса
большее значение, изображенное на рисунке точкой в.
Полученная незамкнутая петля носит название неуста-
новившейся петли гистерезиса.
При повторных циклах картина будет повторяться,
но при одинаковых значениях поля расхождения в зна-
чениях намагниченности будут все меньше и, наконец,
при многократном циклическом изменении поля намагни-
ченность будет описывать замкнутую кривую, которая
называется симметричной петлей гистерезиса. На рис. 40
представлено семейство симметричных петель гистерезиса,
соответствующих различным значениям поля. Как видно
из рисунка, предельная петля гистерезиса является сим-
метричной петлей, соответствующей значениям намагни-
ченности насыщения.
Для получения симметричной петли обычно достаточ-
но провести около десяти перемагничивающих циклов.
Если поле периодически меняется не относительно
своего нулевого значения, а от Hi до Н2 и обратно
БЗ
(рис. 41), то намагниченность описывает замкнутую кри-
вую аба, называемую частным гистерезисным циклом.
Гистерезисные явления свидетельствуют о наличии не-
обратимых процессов, которые протекают в ферромагне-
тике при наложении на него изменяющегося магнитного
поля. Ферромагнетик, как правило, находится при этом
Рис. 41. Частный гистерезис-
ный цикл
Рис. 42. Первичная (/) и идеальная
(2) кривые намагничивания
не в равновесном состоянии, соответствующем минимуму
свободной энергии при данной напряженности магнитного
поля и температуре. Однако есть ряд приемов, позволя-
ющих снять кривые намагничивания, которые при цикли-
ческом изменении поля не дают гистерезисной петли.
Такие кривые носят название безгистерезисных или иде-
альных кривых намагничивания и соответствуют миниму-
му свободной энергии.
На рис. 42 показаны обычная (первичная) кривая на-
магничивания (кривая /) и идеальная безгистерезисная
кривая (кривая 2). Продолженная в область отрицатель-
ных полей идеальная кривая при циклическом изменении
поля не дает петли.
Безгистерезисная кривая может быть получена раз-
личным образом. Наиболее распространенный способ за-
ключается в следующем. На ферромагнитный образец
накладывается некоторое небольшое постоянное магнит-
ное поле Hi и переменное поле низкой частоты, амплитуда
которого превышает поле насыщения, затем амплитуду
переменного поля медленно сводят к нулю, фиксируя при
64
этом значение намагниченности Jx. После этого несколько
увеличивают напряженность постоянного магнитного по-
ля, доводя его до значения Нй. Вновь накладывают пере-
менное поле, амплитуда которого уменьшается до нуля,
и вновь отмечают значение намагниченности J2. Совокуп-
ность точек, соответствующих намагниченностям Л, Л
и т. д., дает без гистерезисную кривую намагничивания.
Безгистерезисную кривую намагничивания можно по-
лучить еще и таким образом. На ферромагнитный обра-
зец накладывается магнитное поле Нх, после чего ферро-
магнетик нагревается до температуры выше точки Кюри
и медленно охлаждается до исходной температуры; зна-
чение намагниченности А фиксируется. Затем поле уве-
личивается до некоторого значения Н2, образец вновь на-
гревается выше точки Кюри, охлаждается до исходной
температуры и вновь измеряется намагниченность J2 и
Т. д.
Совокупность точек, соответствующих намагничен-
ностям Jlt J2 и т. д. (при намагничивающих полях Hi,
Н2 и т. д.), дает безгистерезисную кривую намагниченно-
сти. Иногда удается получить безгистерезисную кривую
наложением периодических напряжений. Следует отме-
тить, что идеальная кривая, снятая вторым способом —
методом «температурной тряски», всегда идет выше без-
гистерезисной кривой, полученной другими способами.
О самок/юизбольной (спошпанной)
псысагниченнос(пи
в фе/фожагне/пиках
Основное свойство ферромагнетиков — их способ-
ность сильно намагничиваться даже в относительно слабых
полях — долгое время не могли объяснить. Впервые объ-
яснить это явление попытался русский ученый Розинг,
предположивший, что в ферромагнетике существуют осо-
бые силы, которые приводят к тому, что и в отсутствие
поля различные участки ферромагнетика оказываются
намагниченными. Согласно гипотезе французского физи-
ка Вейсса, эта самопроизвольная, или, как ее называют,
спонтанная намагниченность в различных участках фер-
55
ромагиетика направлена по-разному. Поэтому в отсутст-
вие магнитного поля ферромагнитный материал оказыва-
ТАБЛИЦА 7
Значения точки Кюри для
различных ферромагнетиков
Материал
Точка
Кюри,
°C
Железо............
Никель .......
Кобальт...........
Гадолиний ........
Сплав марганец 50% —
висмут ........ .
768
358
1120
17
340
ется в целом ненамагничен-
ным. При наложении магнит-
ного поля эти спонтанно
намагниченные участки ориен-
тируются в направлении по-
ля, в чем и состоит процесс
намагничивания.
Развитая Вейссом теория
позволила качественно объ-
яснить значительный круг
явлений, протекающих в фер-
ромагнетиках, в частности,
зависимость величины намаг-
ниченности насыщения от
температуры, эксперименталь
по изученную впервые французским физиком Пьером Кюри
Согласно Кюри, намагниченность насыщения в фер
ромагнетике убывает с повышением температуры. В об
ласти низких температур убыль эта очень незначительна
почти незаметна. С повы-
шением температуры намаг-
ниченность насыщения убы-
вает все быстрее и быстрее.
В области высоких темпе-
ратур этот спад идет очень
быстро, и при некоторой
температуре, носящей наз-
вание точки Кюри, специ-
фические свойства ферро-
магнетика исчезают, само-
произвольная намагничен- Рис. 43. График зависимости спон-
ность оказывается равной тайной намагниченности от темпера-
нулю (табл. 7). ТУРЫ
Зависимость величины
спонтанной намагниченности от температуры схематичес-
ки представлена на рнс. 43 (0 — точка Кюри). Для
объяснения указанных закономерностей Вейсс предполо-
жил, что внутри ферромагнетиков существует особое
внутреннее молекулярное магнитное поле, которое на-
магничивает отдельные участки ферромагнетика до на-
сыщения.
56
Введение понятия внутреннего, или молекулярного,
поля позволило объяснить некоторые важные закономер-
ности в ферромагнетиках. Внутреннее поле в отдельных
участках ферромагнитного тела устанавливает спины элект-
ронов параллельно друг другу, т. е. намагничивает отдель-
ные участки его до насыщения.
Возникает вопрос: какова же природа этого внутрен-
него молекулярного поля в ферромагнетиках, т. е. в ре-
зультате каких взаимодействий спины электронов ориен-
тируются параллельно друг другу ?
Конечно, естественно было бы предположить, что эти
силы магнитного происхождения, т. е. что действительно
в ферромагнетиках существует такое молекулярное маг-
нитное поле. Величину напряженности этого внутренне-
го молекулярного поля нетрудно подсчитать.
В самом деле, если молекулярное поле ориентирует
спины электронов в определенном направлении, то теп-
ловое движение будет стремиться дезориентировать их.
Очевидно, с повышением температуры дезориентирующее
действие теплового движения возрастет. Когда тепловая
энергия, затрачиваемая на дезориентацию спинов, станет
равна магнитной энергии, затрачиваемой на их ориента-
цию, самопроизвольная намагниченность станет равной
нулю, и ферромагнетик потеряет свои характерные свой-
ства. Простой расчет показывает, что напряженность та-
кого внутреннего молекулярного поля, если оно сущест-
вует, должна быть исключительно высокой: достигать
десятков миллионов эрстед1.
В самом деле, величина средней тепловой энергии ато-
ма при абсолютной температуре Т равна kT, где k — по-
стоянная Больцмана, равная 1,38-10“1с эрг/град. При тем-
пературе, равной точке Кюри 0, эта энергия должна быть
равна магнитной энергии атома в молекулярном поле Нкол
рНыол = кв. (21)
Точка Кюри наиболее распространенных ферромагнети-
ков ~103, [I — магнитный момент атома, который можно
1 Это действительно очень большое поле. Заметим, что максималь-
ные поля, которые удалось получить в лабораторных условиях, не
превышают сотен тысяч эрстед. Впервые такие поля были получены
советским физиком П. Л. Капицей. В настоящее время получены маг-
нитные поля, имеющие напряженность (в импульсе) более 25 млн.
эрстед.
57
Рис. 44. Опыт Дорфмана:
а — ожидаемое отклонение электронов; б — по-
лученное отклонение
положить равным магнетону Бора р0 =9,27-10-21 эрг/эрстед.
Подставляя эти значения в формулу (21), получим, что
напряженность молекулярного поля в ферромагнетиках
должна быть порядка 107э (десятки миллионов эрстед!).
Невольно возникает сомнение в существовании столь
сильных молекулярных полей в ферромагнетиках и тем
более непонятно, каким образом намагниченность, ориен-
тированная таким огромным полем, изменяет свое направ-
ление при наложении внешнего магнитного поля в деся-
тые доли эрстеда.
В 1927 г. советский физик Я- Г. Дорфман поставил сле-
дующий опыт. Пучок электронов, пропускаемый через
намагниченную до насыщения никелевую фольгу, попа-
дал на фотопластинку (рис. 44). Если в никеле действи-
тельно существует столь сильное магнитное поле, то, про-
ходя через намагниченную фольгу, электроны должны
отклоняться. Расчет показывал, что если в ненамагничен-
ной фольге отклонение должно быть равно нулю, то в на-
магниченной фольге оно должно было составлять около
2 см. После проявления фотопластинки оказалось, что
S8
при пропускании через намагниченную фольгу смещение
электронов совершенно ничтожно.
Из опыта следовал вывод, что внутреннего поля такой
большой напряженности в ферромагнетиках, как это сле-
дует из теории Вейсса, не существует. Значит, в ферро-
магнетиках спины устанавливаются параллельно друг дру-
гу не силами магнитного происхождения.
Природа сил, приводящих к упорядоченному состоя-
нию спинов, в частности, к их параллельной ориентации,
т. е. к ферромагнетизму, была установлена с развитием
квантовой механики. Оказалось, что эти силы возникают
в результате так называемого обменного взаимодействия,
не имеющего аналога в классической физике.
Когда атомы ферромагнетика образуют кристалличе-
скую решетку, то электронные орбиты соседних атомов
могут взаимно пепекрываться (электрон одного атома ока-
зывается принадлежащим другому и наоборот). В резуль-
тате этого оказывается, что энергия электростатического
взаимодействия электронов будет различной при парал-
лельной и антипараллельной ориентации спинов.
Расчет дает, что энергия обменного взаимодействия
Е обм = — 2 As^ cos <р, (22)
где s и s2 результирующие спины атомов, ф — угол меж-
ду векторами этих спинов, А — обменный интеграл или
константа обменного взаимодействия, представляющая со-
бой разность энергий двух электронов при параллельной
и антипараллельной ориентации спинов.
Если интеграл обмена положителен, то минимум соот-
ношения (22) будет при ф = 0, т. е. при параллельной
ориентации спинов. В этом случае вещество будет ферро-
магнитным, спины спонтанно, т. е. самопроизвольно уста-
новятся параллельно друг другу и в веществе возникнет
самопроизвольная или спонтанная намагниченность Jt.
Энергия обменного взаимодействия на пару атомов ока-
зывается порядка 10-18 эрг. Поскольку тепловая энергия
разрушает спонтанную намагниченность при температу-
ре, равной точке Кюри, то из соотношения
КОггг 10'13 эрг
следует, что 6 х 10s "К, что хорошо совпадает с извест
ными данными для точек Кюри.
50
Если интеграл обмена отрицателен, то обменная энер-
гия будет минимальной при ср = 180°, т. е. при антипарал-
лельной ориентации спинов. Вещества с самопроизволь-
ной антипараллельной ориентацией спинов носят назва-
ние антиферромагнетиков.
Рис. 45. Теоретическая кривая зави-
симости Js/J0 от Г/0 и эксперименталь-
ные значения для железа (светлые
кружки) и для никеля и кобальта (за-
черненные кружки)
Спонтанная намагниченность, как уже указывалось
выше, зависит от температуры. Теория показывает, что
относительная намагниченность Je/J0, где Jt — спонтан-
ная намагниченность при абсолютной температуре Т, а
Jo — спонтанная намагниченность при Т — 0°К, являет-
ся универсальной функцией относительной температуры
T/Q, где 0 — точка Кюри. На рис. 45 представлена теоре-
тическая кривая этой зависимости, а также эксперимен-
тальные точки для различных ферромагнетиков (железа,
никеля, кобальта). Как видно из рисунка, совпадение тео-
рии с опытом вполне удовлетворительное.
В области низких температур теория дает «закон трех
вторых»
Js = J0(l—cT,/‘),
(23)
60
где с — некоторая постоянная. На рис. 46 приводится
график «закона трех вторых» в сравнении с опытными дан-
ными для сплава FeAl. Совпадение, как видно из рисун-
ка, вполне удовлетворительное.
Зная величину спонтанной намагниченности при абсо-
лютном нуле температуры, легко подсчитать среднее ко-
личество электронных спинов, приходящихся на один
Рис. 46. Закон «трех вторых» для сплава
FeAl (3,77% Al)
атом и принимающих участие в ферромагнетизме. Это по-
лучается простым делением величины спонтанной намаг-
ниченности при абсолютном нуле температуры на число
атомов в кубическом сантиметре. Полученное число назы-
вается эффективным числом боровских магнетонов на атом
^эфф*
В табл. 8 для различных материалов приведены значе-
ния спонтанной намагниченности при абсолютном нуле
температуры и эффективное число магнетонов Бора на атом
Чтобы понять природу дробности эффективных боров-
ских магнетонов пЭфф, приходящихся на один атом в ферро-
магнетике, вернемся снова к рассмотрению электронной
структуры ферромагнитного атома, находящегося в сво-
бодном состоянии, и рассмотрим далее те изменения, ко-
торые происходят с этой структурой при образовании ме-
талла. На рис. 47 представлена электронная оболочка изо-
лированного атома никеля. Перевес (+)-спинов над (—)-
спинами создает магнитный момент атома, равный двум
магнетонам Бора.
При образовании металла, атомы приходят в сопри-
косновение друг с другом, причем 45-электроны «коллек-
61
ТАБЛИЦА 8
Материал Намагничен- ность при 0* К, Jo Эффективное число магне- тонов Бора на атом, лэфф Точка 1\юри, 0*К
Железо . . . 1752 2,221 1043
Никель .... 510 0,606 631
Кобальт - - - 1446 1,716 1400
Гадолиний . - 1980 7,10 289
Сплав Мп Bi . . 675 3,52 630
типизируются», теряя прочную связь со своими атомами,
и образуют «газ свободных электронов». Некоторому из-
менению подвергаются и другие электронные слои, в част-
ности, слой 3d.
Рис. 47. Электронная оболочка изолированного
атома никеля
На рис. 48 схематически представлены энергетические
состояния 3d- и 45-электронов в изолированном атоме (а)
и в случае, когда атом входит в состав твердого тела (б).
Как видно из рисунка, в атоме никеля, находящемся в
свободном состоянии, полностью заполнены все +3d- и
+45-состояния, тогда как энергетически более высокие
—3d состояния, заполнены лишь частично. Сохранившиеся
«вакансии» дают перевес числа +3й-электронов над чис-
лом —3d-электронов, что и определяет атомный магнит-
ный момент изолированного атома никеля, равный двум
магнетонам Бора.
62
При образовании металла энергетические уровни в ато-
ме изменяются и, как легко понять из рисунка, это изме-
нение приводит к тому, что перевес (+)-спинов над (—)-
спинами, приходящийся в среднем на атом, равняется 0,6
Никель. Никель
(свободный атом) (металл)
Рис. 48. Распределение электронов
в свободном атоме и в металле (в
никеле)]
3d
3d +4S -4S
Железо
(металл)
Рис. 49 Распределение
электронов в атоме же-
леза (в металле)
боровских магнетона. На рис. 49 изображено энергети-
ческое состояние атома железа, находящегося в металли-
ческом состоянии. Общий перевес (-Ь)-спинов над (—)-
спинами равен примерно 2,2 магнетонам Бора. В табл. 9
приводится число электронов и «свободных» мест (вакан-
сий) в различных слоях атомов некоторых металлов в кри-
сталлическом состоянии.
ТАБЛИЦА 9
Число электронов в оболочке Общее число электронов на ±3d-, -4s- и 4J - обо- лочках Свободных мест Число магнето- нов Бора на атом
—3d +3d —4 s +4d —3d +3d
Сг 2,7 2,7 0,3 0,3 6 2,3 2,3 0
Мп 3,2 3,2 0,3 0,3 7 1,8 1,8 0
Fe 2,6 4,8 0,3 0,3 8 2,4 0,2 2,22
Со 3,3 5,0 0,35 0,35 9 1,7 0,0 1,71
Ni 4,4 5,0 0,3 0,3 10 0,6 0,0 0,60
Си 5,0 5,0 0,5 0,5 11 0,0 0,0 0,0
63
Зная структуру электронной оболочки атомов, легко
понять изменение среднего значения для магнитного мо-
мента атома с изменением состава сплава. В самом деле,
добавка одного атома меди в металлический никель при-
водит к тому, что один валентный электрон меди находит
себе энергетически более выгодное место в —З^-состоянии
Рис. 50. Изменение ве
личины спонтанной на-
магниченности сплавов
никеля с неферромагнпт
ными элементами в зави-
симости от состава при
различном числе электро-
нов на в -вешних оболоч-
ках второго элемента
атома никеля, компенсируя один +3^-электрон. В резуль-
тате этого магнитный момент сплава будет падать пропор-
ционально количеству введенных атомов меди. Посколь-
ку на один атом никеля приходится в среднем 0,6 неском-
пенсированных электрона, а один атом меди компенсирует
один электрон, то, очевидно, сплав, концентрация меди
в котором достигнет 60% от количества атомов никеля,
окажется скомпенсированным полностью и такой сплав
уже не будет обладать ферромагнитными свойствами.
Один атом цинка может скомпенсировать два, а атом алю-
миния — три электрона. В соответствии с этим сплав, со-
держащий 30% цинка, 20% алюминия и 60% меди, так-
же окажется не ферромагнитным. На рис. 50 показана
зависимость числа магнетонов Бора на атом в сплавах ни-
келя с медью, цинком, алюминием и кремнием. Строгая
линейная зависимость показывает, что изложенная выше
теория действительно справедлива.
64
Л1агншпная стизо/п/юиия
Как уже отмечалось, все известные в настоящее
время ферромагнетики — тела кристаллические. Обычно
мы не замечаем кристаллической структуры в изделии из
железа, особенно если оно хорошо отполировано, пото-
му что кристаллики железа очень малы. Но если хорошо
f
Рис. 5! Кристаллиты железа
отполированную поверхность железа протравить кисло-
той и исследовать под микроскопом, то мы увидим раз-
личные по форме и величине зерна железа.
Тщательное изучение показывает, что эти отдельные
зерна представляют собой кристаллы с неправильными
поверхностными границами. Неправильность границ объ-
ясняется тем, что при кристаллизации железа одновре-
менно начинает расти большое количество кристаллов и
они мешают друг другу принять правильные граничные
очертания.
Кристаллы, граничная поверхность которых не пред-
ставляет собой правильной, характерной для кристаллов
формы, называются кристаллитами. Обычно кусок железа
представляет собой конгломерат большого количества от-
дельных кристаллитов.
На рис. 51 представлена микрофотография отполиро-
ванной и протравленной поверхности железа.
5 Л. В. Кире иски»
65
В кристаллических телах атомы расположены в строго
определенном порядке и составляют так называемую кри-
сталлическую решетку. Кристаллические решетки могут
быть разнообразными. При изучении ферромагнитных тел
особый интерес представляют кубическая и гексагональ-
ная решетки, так как в кубической системе кристалли-
зуются железо и никель, а в гексагональной системе —
кобальт. В этих же системах кристаллизуются почти все
основные, практически важные ферромагнитные сплавы
(рис. 52).
Рис. 52. Элементарные ячейки кристаллических решеток:
а — гексагональная, б — объемпоцентрированиая, в — гране-
центрнрованная
Железо кристаллизуется в виде кубической объемно-
нентрированной решетки (рис. 52, б). Как видно из ри-
сунка, такая решетка характерна тем, что в вершинах
куба находится по одному атому и, кроме того, один
атом помещается на пересечении пространственных диаго-
налей.
Никель кристаллизуется в виде гранецентрировапной
кубической решетки. Атомы решетки у никеля распола-
гаются в вершинах куба и на пересечении диагоналей
граней (рис. 52, в). На том же рисунке представлена гек-
сагональная решетка, характерная для кристаллов ко-
бальта (рис. 52, а).
Для кристаллов характерна анизотропность физиче-
ских свойств. Это значит, что в кристаллах по различным
направлениям свойства различны. В телах же не кристал-
лических (аморфных) все физические свойства по различ-
ным направлениям совершенно одинаковы. Такие тела
носят название изотропных тел.
Поскольку все ферромагнетики — тела кристалличе-
ские, а последним свойственна анизотропия различных
66
физических свойств, то возникает вопрос: являются ли
магнитные свойства ферромагнетиков изотропными или
анизотропными, т. е. существует ли анизотропия магнит-
ных свойств и если существует, то каких именно?
Естественно прежде всего выяснить, как зависит ве
личина спонтанной намагниченности от ее направления
в кристалле. Нам уже известно, что величина спонтанной
намагниченности равна намагниченности насыщения. Зна-
чит, измеряя в кристалле намагниченность насыщения по
разным направлениям, мы будем получать значения спои
тайной намагниченности по этим направлениям. Практи-
чески это означает, что мы должны изготовить образец из
одного кристаллита и затем провести па нем измерения.
Как уже указывалось выше, обычно размеры кристалли-
тов очень малы и просматриваются только в микроскоп.
На таком малом кристалле выполнить указанные измерения
очень трудно. Однако при определенных условиях можно
вырастить отдельно кристаллы ферромагнетиков доста-
точной величины (диаметром несколько сантиметров и боль-
ше) и провести на них все необходимые исследования. Та-
кие исследования были проведены на отдельных кристал-
лах или, как их называют, монокристаллах. Оказалось,
что величина спонтанной намагниченности по всем направ-
лениям в кристалле совершенно одинакова. Это справед-
ливо для всех ферромагнитных кристаллов. Для всех фер
ромагнитпых кристаллов характерна изотропия спонтан-
ной намагниченности.
Можно исследовать зависимость точки Кюри от на-
правления намагниченности в кристалле, т. е. установить,
по всем ли направлениям в кристалле при одной и той же
температуре исчезают ферромагнитные свойства.
Оказывается, что и точка Кюри ферромагнетика для
всех направлений в кристалле совершенно одинакова.
Ферромагнитные свойства теряются в ферромагнетике по
всем направлениям при одной и той же температуре. Изо-
тропность точки Кюри объясняется изотропностью спон-
танной намагниченности
Если снимать кривые намагничивания по различным
направлениям в ферромагнитных кристаллах (например,
для железа), то окажется следующее. Намагниченность
монокристалла железа в направлении ребра куба резко
возрастает уже в слабых полях и быстро достигает насы-
щения (рис. 53). При намагничивании вдоль диагонали
5*
67
грани кривая намагничивания сначала резко идет вверх,
как и при намагничивании в направлении ребра куба,
затем при достижении приблизительно 0,7 от величины
насыщения рост намагниченности замедляется и на кривой
намагничивания появляется излом. При дальнейшем воз-
растании поля намагниченность увеличивается. Насыще-
ние намагниченности наблюдается в довольно сильных
Рис. 53. Кривые намагничи-
вания монокристалла железа
по различным кристаллогра-
фическим направлениям:
/ — вдоль ребра куба (направ-
ление [100]). 2 — вдоль диаго-
нали грани (нвправление [ПО]),
3 — вдоль пространственной
диагонали (направление [III])
полях, причем ее величина равна насыщению, получен-
ному при намагничивании вдоль ребра куба (см. рис. 53,
кривая 2). На том же рисунке видно, что при намагничи-
вании вдоль пространственной диагонали быстрый рост
намагниченности прекращается, когда она достигает при-
мерно 0,58 от насыщения. Кривая намагничивания в этом
месте претерпевает излом, затем следует медленное воз-
растание намагниченности с ростом поля, пока не будет
достигнуто насыщение (кривая 3, рис. 53).
Таким образом, намагничивание монокристалла же-
леза по различным направлениям протекает по-разному,
т. е. в ферромагнитных кристаллах существует магнитная
анизотропия.
Магнитную анизотропию удобнее всего характеризо-
вать работой намагничивания. В самом деле, при намагни-
чивании ферромагнетика расходуется некоторое количе-
ство энергии, численно определяемое площадью, ограни-
ченной осью намагниченности, кривой намагничивания и
продолжением прямой, соответствующей насыщению, до
пересечения с осью намагниченности (рис. 54).
Из рис. 53 следует, что работа намагничивания вдоль
направления ребра куба для железа наименьшая, вдоль
68
пространственной диагонали — наибольшая, а при на-
магничивании вдоль диагонали грани она имеет некоторое
среднее значение. Поэтому направление вдоль ребра куба
в железе называют направлением легкого намагничивания,
Рис. 54 Заштрихованная
площадь численно равна
работе намагничивания
а направление, совпадающее с направлением простран-
ственной диагонали, направлением трудного намагничи-
вания.
Исследования, проведенные на монокристаллах нике-
ля, дают прямо противоположную картину. Здесь наиболь-
шая работа при намагничивании затрачивается вдоль
Рис. 55. Кривые намаг-
ничивания монокристалла
никеля вдоль различных
кристаллографических
направлений:
1 — вдоль ребра куба,
2 — вдоль диагонали грани,
3 — вдоль пространственной
диагонали
ребра куба, которое является направлением трудного на-
магничивания (рис. 55, кривая /). Направлением легкого
намагничивания является направление пространственной
диагонали (рис. 55, кривая <?). На рис. 55 кривая 2 соот-
ветствует намагничиванию монокристалла никеля по диа-
гонали грани.
Монокристалл кобальта имеет всего одну ось легкого
намагничивания, совпадающую с направлением гексаго-
нальной оси (рис. 56). На рис. 57 изображены кривые на-
6D
магничивания монокристалла кобальта в направлении
гексагональной оси (/) и перпендикулярно к ней (2).
Таким образом, в железе имеются три оси (6 направле-
ний по оси и против нее) легкого намагничивания и 4 оси
(8 направлений) трудного намагничивания; в никеле —
Гъксогональная
ось
Рис. 56. Направление
легкого намагничива-
ния в монокристалле
кобальта совпадает с
гексагональной осью
Рис. 57. Кривые намагничивания моно-
кристалла кобальта:
I — вдоль гексагональной оси; 2 — перпен-
дикулярно гексагональной осн (в базисной
плоскости)
4 оси (8 направлений) легкого намагничивания, 3 оси (6 на-
правлений) трудного намагничивания; в кобальте — 1 ось
(2 направления) легкого намагничивания и бесконечное
число направлений трудного намагничивания, перпенди-
кулярных гексагональной оси.
Согласно закону сохранения энергии, работа, затра-
ченная на намагничивание ферромагнетика, не может ис-
чезнуть, она превращается в потенциальную энергию на-
магниченного тела.
Выше указывалось, что всякое тело, предоставленное
самому себе, стремится занять положение, соответствую-
щее минимуму его потенциальной энергии. В соответствии
с этим принципом железный стержень в магнитном поле
своей осью установится вдоль поля, так как намагничи-
вание вдоль осн стержня требует меньшей энергии, чем
намагничивание поперек стержня.
70
Вырежем шар из монокристалла железа или никеля
и поместим его в магнитное поле, предоставив ему воз-
можность любым образом ориентироваться в простран-
стве. Последнее можно осуществить, например, при по-
мощи подвеса Кардана (рис. 58).
Рис. 58. Шар в подвесе Кар-
дана
Рис. 59. Шар из монокристал-
ла никеля. Точками отмечены
выходы на поверхность осей
легкого намагничивания
Так как работа намагничивания по различным направ-
лениям в кристалле различна, то шар будет вести себя
в магнитном поле, как магнитная стрелка, устанавливаясь
вдоль поля одной из своих осей легкого намагничивания.
На рис. 59 изображен шар из монокристалла никеля, на
котором точками отмечены выходы осей легкого намагни-
чивания. Таких осей четыре.
Представим себе теперь, что мы ориентировали шар из
монокристалла железа в направлении грани куба по от-
ношению к полю. Кристалл намагнитится, и так как на-
магничивание происходит в направлении оси легкого на-
магничивания, работа намагничивания будет минималь-
ной.
Если теперь поворачивать этот кристалл в магнитном
поле, то намагничивание уже не будет совпадать с на-
правлением легкого намагничивания в кристалле, и ра-
бота намагничивания будет возрастать. Представим себе,
что кристалл ориентирован так, что вектор напряженно-
сти магнитного поля лежит в кристаллической решетке
71
в плоскости грани куба. Тогда с изменением угла пово-
рота кристалла относительно поля работа намагничивания
будет периодически то возрастать, то уменьшаться.
Пусть работа намагничивания в направлении ребра
куба равна Uu- Изобразим эту величину в виде отрезка,
Рис. 60. Энергетическая диа-
грамма в плоскости грани куба
для монокристалла железа
который численно равен Uo. При повороте кристалла на
некоторый угол а величина энергии изменится. Пусть
она будет равна Ua. Отложим под углом а к отрезку, изоб-
ражающему Uo, отрезок, равный ил. Если определить
значения Ua для различных углов и откладывать под
Рис. 61. Энергетическая диаграмма монокристалла желе-
за для диагональной плоскости
этими углами отрезки, равные значениям энергии, затрачи-
ваемой при намагничивании шара под соответствующим
углом, то получим график энергии намагничивания по раз-
личным направлениям в плоскости грани куба, или, как
говорят, энергетическую диаграмму в этой плоскости
(рис. 60).
Как уже отмечалось, различные значения работы на-
магничивания по различным направлениям в кристалле
72
и характеризуют собой магнитную анизотропию. Числен-
но магнитная анизотропия равна учетверенной разности
работ намагничивания в направлении ребра куба и в на-
правлении диагонали грани (рис. 60).
Эта величина, отнесенная к единице объема, представ-
ляет собой важную характеристику ферромагнетика и на-
зывается константой магнитной анизо-
тропии.
Рис. 62. Главные кристал-
лографические направления
в кубическом кристалле
s8 — cosaB
Рис. 63. = cosaf, sa = cosa2;
На рис. 61 представлена энергетическая диаграмма
в диагональной плоскости кубической решетки. Как вид-
но из рисунка, «горб» соответствует направлению трудного
намагничивания, а наиболее глубокие лунки соответствуют
направлениям легкого намагничивания.
Изучение энергетической анизотропии кристаллов поз-
волило Н. С. Акулову рассчитать кривые намагничива-
ния монокристаллов по различным направлениям. Рас-
считанные кривые оказались в хорошем согласии с опы-
том.
Для кристаллов кубической системы, энергия, связан-
ная с анизотропией
U ~ U() К (S?S2 -| - S2Sg -р SjSg), (24)
где Uo — энергия в направлении ребра куба кристалла,
которое обозначают [100] (рис. 62); Si, s2, s3 — косинусы
углов между направлениями X, Y, Z и вектором споптап-
73
ной намагниченности Js (рис. 63). При комнатной темпе-
ратуре константа магнитной анизотропии К для железа
равна +4,28- 10б эрг]см3, а для никеля — 5,12-104 эрг/см\
Константа магнитной анизотропии меняется с изме-
нением температуры. На рис. 64 представлены графики
Рис. 64. Температурная зависимость констант Рнс. 65
магнитной анизотропии:
1 — для железа; 2 — для никеля
зависимости констант магнитной анизотропии железа и
никеля от температуры. Обращает на себя внимание рез-
кая зависимость от температуры константы анизотропии
никеля. Даже в области комнатных температур ее величи-
на изменяется в полтора раза.
Энергия анизотропии для гексагональных кристаллов
типа кобальта выражается формулой
U = Uо + Ki sin2 а + К2 sin'1 а, (25)
где Ki и К2 — первая и вторая константы анизотропии,
а — угол между гексагональной осью и направлением
вектора спонтанной намагниченности (рис. 65).
74
О&шс/пи сиошпанной
наасагничеинос/пи (домены)
Выше было установлено, что отличительным свой-
ством ферромагнетиков является наличие в них самопро-
извольной, или спонтанной, намагниченности. Тот факт,
что кусок железа в отсутствие магнитного поля не намаг-
ничен как целое, объясняли различной ориентацией спон-
танной намагниченности в отдельных частях ферромагне-
тика. Так как кусок железа состоит из большого числа
кристаллитов, то первое время полагали, что отдельные
кристаллиты и представляют собой те части ферромагне-
тика, которые намагничены во всем их объеме одинаково
до насыщения. Равновесное состояние системы соответ-
ствует минимуму энергии, поэтому в отдельном кристалли-
те в отсутствие магнитного поля спонтанная намагничен-
ность будет направлена вдоль одной из осей легкого
намагничивания.
Однако, когда получили достаточно большие моно-
кристаллы, то оказалось, что в отсутствие магнитного по-
ля они также не намагничены. Это привело к мысли, что
отдельный кристаллит ферромагнетика в отсутствие маг-
нитного поля разбивается на отдельные участки, намаг-
ниченные самопроизвольно по различным направлениям
легкого намагничивания.
Такие участки кристаллита называются областями
спонтанной намагниченности, или доменами (от англий-
ского domain — домен — область)
Реальность существования областей спонтанной на-
магниченности подтверждена двумя фактами. Первый факт
заключается в скачкообразном изменении намагниченно-
сти ферромагнетика при плавном нарастании магнитного
поля.
Это явление впервые обнаружил Баркгаузен, и оно
называется эффектом Баркгаузена. Эффект состоит в сле-
дующем (рис. 66). Если плавно и медленно намагничи-
вать железный стержень 1 путем приближения магнита 2,
то в катушке 3, охватывающей образец, будет индуциро-
ваться электродвижущая сила не плавно, а скачкообразно.
Это скачкообразное изменение электродвижущей силы
можно наблюдать, если концы катушки присоединить к
75
усилителю 4, на выходе которого стоит телефон 5. При-
кладывая ухо к телефону, мы будем слышать характерные
щелчки, соответствующие скачкообразному изменению на-
магниченности ферромагнетика.
Такое скачкообразное изме-
нение намагниченности ферро-
магнетика соответствует «зер-
нистости» его магнитной
структуры, т. е. является след-
ствием существования областей
спонтанной намагниченности,
или доменов. Обычно на кри-
вой намагничивания ферромаг-
нетика эта скачкообразность не
заметна, что объясняется малым
значением каждого скачка и
большой их численностью. По-
этому эти мелкие скачки и не
видны на кривой намагничива-
ния. Скачки стали бы заметны
при большом увеличении мас-
штаба кривой намагничивания. На рис. 67 в очень боль-
шом масштабе представлен участок кривой намагничи-
вания, отмеченный кружочком.
Как видно из этого рисунка, кривая намагничивания
при очень увеличенном масштабе действительно имеет
ступенчатый характер.
Второй факт, доказывающий реальность существова-
ния областей спонтанной намагниченности, заключается
в образовании на хорошо отполированной поверхности
ферромагнетика характерных только для ферромагнети-
ков узоров, фигур Акулова — Биттера, или порошковых
фигур.
Как показали советские физики Акулов и Дехтяр и
американский ученый Биттер, если хорошо отполирован-
ную поверхность ферромагнетика поместить в жидкость
со взвешенными в ней частицами очень мелкого ферро-
магнитного порошка, то этот порошок оседает на поверх-
ность ферромагнетика не равномерно, а только в опреде-
ленных местах, образуя на поверхности образца характер-
ные фигуры.
Такие порошковые фигуры, полученные при обычной
7(>
механической полировке поверхности ферромагнетика, по-
казаны на рис. 68.
Однако, как показали дальнейшие исследования, ме-
ханическая полировка, как бы она ни была хороша, всег-
да несколько искажает поверхность, порошковые фигуры
не совсем точно передают внутреннюю магнитную струк-
туру ферромагнетика.
Рис. 67. Скачкообразное из-
менение намагниченности на
крутой части кривой намаг-
ничивания
Рис. 68. Порошковые фигуры на
поверхности ферромагнитного кри-
сталла
Более совершенной является электролитическая поли-
ровка, которая на поверхности ферромагнетика не создает
никаких напряжений, и поэтому порошковые фигуры на
поверхности ферромагнетика достаточно хорошо передают
его доменную структуру.
Теоретически вопрос о конфигурации областей спонтан-
ной намагниченности был подробно рассмотрен советски-
ми физиками Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшицем. Для про-
стоты рассмотрим кристалл с одной осью легкого намаг-
ничивания.
В результате описанного выше обменного взаимодей-
ствия спины устанавливаются параллельно друг другу и
стремятся намагнитить монокристалл в одном из направ-
лений легкого намагничивания. Если кристалл целиком
намагнитится в одном направлении, то это будет соответ-
ствовать минимуму обменной энергии.
Однако в этом случае возникает большая магнитная
энергия размагничивающего поля образца. Две поставлен-
ные параллельно и обращенные одинаковыми полюсами
друг к другу магнитные стрелки будут иметь большую
77
энергию, чем две магнитные стрелки, поставленные парал-
лельно разноименными полюсами друг к другу. Так как
последний случай соответствует меньшей энергии, то в от-
сутствие магнитного
Рис. 69. Магнитная
энергия двух магнит-
ных стрелок:
а — энергия максималь-
ная; б — энергия мини-
мальная
поля стрелки, будучи поставлены па-
раллельно, сами примут такое поло-
жение, чтобы обратиться друг к
другу противоположными полюсами
(рис. 69). Это будет соответствовать
минимуму магнитной энергии.
Полная энергия ферромагнитного
кристалла будет складываться из
обменной и магнитной энергий, по-
этому кристалл примет такое состоя-
ние, при котором возникает самопро-
извольная намагниченность вдоль од-
ной из осей легкого намагничива-
ния. Кроме того, кристалл разобьет-
ся на плоскопараллельные области
спонтанной намагниченности, ориен-
тированные антипараллельно друг
другу (рис. 70).
В двух соседних областях одноосного кристалла спины
устанавливаются антипараллельно друг другу. Однако
при переходе от одной области к другой они не испыты-
вают поворот сразу на 180°. Между соседними областями
спонтанной намагниченности имеется так называемая меж-
доменная перегородка, или переходный слой, называемый
также граничным слоем, или просто границей, в которой
Рис. 70. Разбиение ферромагнитного кристалла па домены:
а — схематическое изображение: б — порошковые фигуры такой
структуры
78
спины, постепенно меняя угол, переходят в антипарал-
лельное положение.
Поворот спинов в переходном слое происходит в пло-
скости, параллельной слою, поэтому в серединной части
слоя спины будут направлены перпендикулярно к поверх-
ности образца, где они создадут очень сильное магнитное
поле. При изучении доменов ме-
тодом порошковых фигур сильное
поле граничного слоя затягива-
ет частицы магнитной суспензии.
Таким образом, частицы порош-
ка оседают особенно обильно на
границе. Это дает возможность
судить о структуре областей спон-
танной намагниченности, так как
границы этих областей оказыва-
ются видимыми под микроскопом.
Ширина переходного слоя отно-
сительно невелика и составляет
Рис. 71. Возникновение
замыкающих областей в
форме трехгранных призм
около десятых долей микрона.
В одноосном кристалле, т. е. в кристалле с одной осью
легкого намагничивания, очевидно, возможны лишь 180-
градусные домены; это значит соседние области спонтан-
ной намагниченности могут быть ориентированы только
антипараллельно друг другу. В кристаллах с несколькими
осями легкого намагничивания возможны как 180-градус-
ные, так и иные соседства.
Например, в железе могут существовать соседние до-
мены, направление намагниченности в которых отличает-
ся на 90° (90-градусные домены).
Разбиение всего одноосного кристалла только на пло-
ские антипараллельно направленные области также не
является энергетически наиболее эффективным, так как
магнитные потоки областей не будут замкнутыми. Энерге-
тически наиболее выгодно такое состояние, при котором
магнитные потоки замкнуты.
Если взять подковообразный магнит и поднести к не-
му кусок мягкого железа, то железо притянется к магниту.
Железо будет двигаться к магниту потому, что при замы-
кании полюсов магнита магнитная энергия системы будет
минимальной.
Поэтому разбиение одноосного ферромагнитного кри-
сталла будет таким, что на концах его появятся пеболь-
79
Рис. 72. Основные и замыкающие домены на границе кристалла
шие замыкающие области в виде трехгранных призм, что
еще более понижает значение магнитной энергии. Такая
структура изображена на рис. 71.
Как показывает современная теория ферромагнетиков,
в кристаллах с несколькими осями легкого намагничива-
ния также осуществляются преимущественно 180-градус-
ные соседства. На рис. 72 показан край кристаллита крем-
нистого железа, на котором с помощью порошковых
Рис. 73. Магнитные по-
люса на царапине
фигур выявлены как основные домены, так и замыкающие,
имеющие форму трехгранных призм и выходящие на повер-
хность в виде прямоугольных треугольников.
Направление вектора намагниченности в домене можно
80
Рис 74. Движение границ в нарастающем магнитном поле
Рис. 75. Доменная структура тонкой ферромагнитной
пленки, выявленная с помощью эффекта Фарадея
6* Заказ 1533
Рис. 76. Доменная структура кристалла кремнистого железа в нара
стающем магнитном поле С увеличением магнитного поля ширина
«темных» доменов уменьшается вплоть до их полного исчезновения
а — Н -0. б — // - 15; в - И - 25; г — //-60 эрстед
300 ес
500 ° С
700 еС
Рис 77. Доменная структура кристалла кремнистого железа в отсут-
ствие магнитного поля при различных температурах
Рис. 78. Под действием напряжений доменная структура вида а
превращается в структуру вида б
Рис 79. Изменение доменной структуры под действием напряжений:
а — а - 0; б—а -8; в — с - 12.5: г — а - 19 кг! мм'
Рис 80. Переход доменов из одного кристаллита в другой
Рис. 86. Перестройка доменной структуры кристалла кремнистого
железа при нарастании магнитного поля
Рис. 87. Перестройка доменной структуры при намагничивании под
прямым углом к оси легкого намагничивания
определить с помощью так называемых линий насыще-
ния, представляющих собой темные штрихи, беспорядоч-
но расположенные между граничными слоями на поверх-
ности кристаллита и направленные перпендикулярно
вектору намагниченности в домене.
Возникновение линий насыщения можно объяснить
следующим образом. Как бы хорошо ни была отполиро-
вана поверхность кристаллита, она всегда имеет дефекты
типа царапин. Эти царапины на поверхности кристаллита
расположены во всех направлениях, однако выявляются
они с помощью магнитного порошка далеко не во всех
случаях.
Если направление царапины совпадает с вектором на-
магниченности, то никаких магнитных полюсов не обра-
зуется и магнитный порошок на такой царапине не осе-
дает.
Если же царапина направлена перпендикулярно век-
тору намагниченности, то, как следует из рис. 73, на этой
царапине образуются магнитные полюса, па которых и
оседает магнитная суспензия. Таким образом, магнитный
порошок будет выявлять царапины, перпендикулярные
направлению намагниченности, и, наоборот, по выявлен-
ным царапинам (линиям насыщения) можно судить о на-
правлении линии, вдоль которой лежит вектор намагни-
ченности в домене.
На рис. 72 по линиям насыщения видно, что намагни-
ченность как в основных, так и в призматических замы-
кающих доменах действительно направлена так, как это
показано стрелками.
При наложении на образец магнитного поля или упру-
гих напряжений его доменная структура изменяется. До-
мены, намагниченность которых направлена противопо-
ложно направлению поля или составляет с ним тупой угол,
начинают уменьшаться. Этот процесс идет обычно путем
смещения границ, и кристалл в целом приобретает все
возрастающую намагниченность. Такое смещение границ
под действием поля возможно, очевидно, до тех пор, пока
наиболее выгодно ориентированные в отношении поля до-
мены не поглотят полностью домены, ориентированные
менее выгодно. После завершения процесса смещения
кристалл оказывается намагниченным однородно до на-
сыщения в направлении ближайшей к полю оси легкого
намагничивания.
6 Л. В. Киренскпй
81
Такой процесс смещения границ при нарастании на-
магничивающего ноля можно проследить с помощью ки-
носъемки порошковых фигур. На рис. 74 представлены
кадры из кинофильма, показывающие изменения порош-
ковых фигур в непрерывно возрастающем магнитном поле,
направленном вдоль одной из осей легкого намагничива-
ния.
Следует отметить, что с помощью метода порошковых
фигур нельзя проследить за быстрыми изменениями до-
менной структуры, которые происходят, например, при
наложении переменного поля обычной частоты в 50 гц.
Это связано с инерционностью магнитного порошка, пе
успевающего следовать за быстрыми перемещениями меж-
доменпых границ.
Метод порошковых фигур обладает еще и тем недо-
статком, что его использование для исследования домен-
ной структуры ограничено небольшим интервалом темпе-
ратур, близким к комнатной. Для изучения доменной
структуры в области высоких температур жидкая суспен-
зия, очевидно, неприменима.
В настоящее время разработаны новые методы изуче-
ния доменной структуры, некоторые из них свободны от
недостатков, свойственных методу порошковых фигур.
Особый интерес представляют магнитооптические ме-
тоды, применение которых основано на магнитооптиче-
ских эффектах Керра и Фарадея.
Свет, как известно, имеет волновую природу, причем
световые волны есть волны поперечные, т. е. колебания
в световой волне направлены перпендикулярно линии
распространения светового луча.
В обычном естественном свете эти поперечные коле-
бания совершаются перпендикулярно направлению луча
в самых разнообразных плоскостях.
Если на пути светового луча поставить особый прибор,
называемый поляризатором, то он выделит световые вол-
ны, колебания которых происходят в строго определенной
плоскости. Такая световая волна называется поляризо-
ванной.
Если на пути поляризованного света поставить еще
один поляризующий прибор (анализатор), то свет через
него пройдет полностью только в том случае, если поляри-
затор и анализатор расположены одинаково. Если же
расположение их неодинаково, то свет через них пройдет
82
лишь частично. При «скрещенных» поляризаторе и анали-
заторе, когда они расположены под углом 90 относитель-
но друг друга, свет через них вообще не проходит.
Эффект Фарадея заключается в том, что при прохожде-
нии плоскополяризованного света через вещество, маг-
нитное поле в котором не равно нулю, возникает враще-
ние плоскости поляризации. Очевидно, эффект Фарадея
можно использовать лишь для исследования прозрачных
сред. При изучении доменной структуры он может быть
применен для очень тонких прозрачных ферромагнитных
пленок.
Направление вращения плоскости поляризации зави-
сит от направления намагниченности в домене. Если при
исследовании структуры с антипараллельными доменами
поляризатор и анализатор скрещены для доменов одного
из направлений намагниченности, т. е. свет от этих доме-
нов не проходит, то для доменов противоположного
направления намагниченности вследствие различного
направления вращения плоскости поляризации свет через
анализатор пройдет. Таким образом, доменная структура
будет видна в виде темных и светлых полос доменов про-
тивоположной намагниченности.
Характерно то, что здесь выявляются сами домены,
а не границы между доменами, как в случае метода по
ришковых фигур.
На рис. 75 приведена фотография доменной структуры
ферромагнитной пленки толщиной 500А, выявленная с
помощью эффекта Фарадея.
Как было показано Керром, при отражении поляри-
зованного света от намагниченного ферромагнетика пло-
скость поляризации света несколько изменяется в зависи-
мости от направления и величины намагниченности.
Поскольку намагниченность в различных доменах фер-
ромагнитного кристаллита направлена по-разному, то и
плоскость поляризации отраженного света от них повер-
нется на различные углы, и от различных доменов через
анализатор пройдет свет различной интенсивности.
При фокусировке изображения кристаллита на фото-
пластинку домены, намагниченность в которых направ-
лена по-разному, будут представлены в виде полос раз-
личной освещенности.
На рис. 76 изображена фотография доменной струк-
туры кристалла кремнистого железа. В отсутствие маг-
6*
83
ниткого поля доменная структура представляет собой
темные и светлые полосы равной ширины (а). При нало-
жении магнитного поля размеры доменов изменяются
(б—в). Домены, изображенные на рисунке в виде темных
полос, уменьшаются, из чего можно заключить, что они
невыгодно ориентированы в отношении поля. В достаточ-
но сильном поле эти домены исчезают (а).
На рнс. 77 приведены фотографии доменной структуры
того же кристалла в отсутствие поля при различных тем-
пературах, вплоть до 700 С. Как видно из рисунка, до-
менная структура в этом случае обладает высокой темпе-
ратурной стабильностью (ширина доменов практически
остается без изменений).
При наложении механических напряжений доменная
структура также изменяется. Если напряжения однород-
ны, она обычно становится более «правильной». Границы
доменов представляют собой параллельные, равноотстоя
щие друг от друга линии. Иногда же при наложении на-
пряжений доменная структура перестраивается и прини-
мает совершенно иной вид.
Характер изменения доменной структуры зависит от
величины напряжений и их направления относительно
осей кристалла. На рис. 78 и 79 показано изменение до-
менной структуры под действием напряжений. Что ка-
сается размеров доменов в отдельных кристаллах, то они
зависят от размеров самого кристалла. Чем больше кри-
сталл, тем крупнее его домены.
В поликристаллическом ферромагнетике размеры до-
менов могут быть как меньше, так и больше отдельных
кристаллитов, так как некоторые домены часто охваты-
вают несколько кристаллитов. На рис. 80 изображены
порошковые фигуры на границе двух кристаллитов. Эти
фигуры показывают, что домены могут переходить из од-
ного кристаллита в другой.
Упрощенный расчет для ширины граничного слоя 6
в случае 180 — соседства для одноосного кристалла дает
/д
' <26)
где А — интеграл обмена, /С — константа магнитной ани-
зотропии, а — постоянная решетки. Подстановка соот-
84
ветствующих значений показывает, что 6 ~ 10-5 см или,
иными словами, составляет десятые доли микрона, что
совпадает с данными опыта.
Образование граничных слоев, естественно, происходит
с затратой некоторого количества энергии, пропорциональ-
ного площади граничного слоя. Как показывают расчеты,
плотность граничной энергии, т. е. энергия единицы по
верхности граничного слоя, равна
(27)
Подстановка численных значений показывает, что
плотность граничной энергии лежит в пределах от 0,1 до
10 эрг /см2.
Ширина домена, как указывалось выше, зависит от ве-
личины кристалла. Расчет дает, что ширина домена
d равна
^=]/ <28)
где L — длина кристалла. Таким образом, крупные доме-
ны могут быть получены лишь в крупных кристаллах.
В очень мелких кристаллах доменной структуры вообще
не возникает. Такне частицы являются одподоменными.
Физические процессы,
н/го/пекаюгцие
n/tu намагничивании
tpefiftOMatnetnUKa
Физические процессы, протекающие при намаг-
ничивании ферромагнетика, можно разделить на три ста-
дии. Первая стадия заключается в смещении доменных
границ, а процесс намагничивания, соответствующий этой
стадии, носит название процесса смещения. Процесс сме-
щения происходит в слабых полях и приводит к быстрому
росту намагниченности с ростом поля. После завершения
процесса смещения границ начинается вторая стадия
85
намагничивания — вращение вектора намагниченности.
Процесс намагничивания, соответствующий этой стадии,
называется процессом вращения. В этой стадии намагни-
чивание ферромагнетика протекает значительно медлен-
нее, чем в первой стадии, и завершается достижением так
называемого технического насыщения. Если после дости-
жения технического насыщения, численно равного спон-
танной намагниченности, увеличивать дальше магнитное
поле, то величина намаг-
ничивания будет возрас-
тать очень медленно.
Процесс намагничива-
ния, соответствующий
третьей стадии, носит
название парапроцесса
(рис. 81). Рассмотрим
последовательно все три
стадии намагничивания,
а также обсудим фи-
зические процессы, про-
текающие при этом в
Рис. 81. Три стадии процесса намагни-
чивания ферромагнетика
ферромагнетиках.
Остановимся сначала на намагничивании монокри-
сталла ферромагнетика. Поскольку поликристалл пред-
ставляет собой конгломерат большого количества кристал-
литов, то намагниченность поликристалла будет представ-
лять некоторую усредненную намагниченность отдель-
ных кристаллитов.
а) Процесс смещения. Допустим, что на монокристалл
с одной осью легкого намагничивания налагается маг-
нитное поле вдоль этой оси.
Как видно из рис. 82, некоторые области самопроиз-
вольной намагниченности окажутся в более выгодном
положении относительно поля, чем другие, так как на-
правление намагниченности в них будет совпадать с на-
правлением поля, что, как уже указывалось, соответст-
вует минимуму энергии. Это приводит к тому, что области
спонтанной намагниченности, более выгодным образом
ориентированные в отношении поля, начинают расти за
счет областей, ориентированных менее выгодно. Рост до-
менов происходит путем смещения границ между ними
в направлении к середине областей, намагниченных ан-
типараллельно полю.
86
Смещение границ будет происходить до тех пор, пока
не исчезнут области (домены), направленные антипарал-
лельно полю.
Поскольку намагничивание происходит вдоль оси лег-
кого намагничивания, то после завершения процесса сме-
щения кристалл оказывается намагниченным до техни-
ческого насыщения.
Рис. 82. Рост одних доменов за счет других
путем смещения границ
Однако случай, когда намагничивающее поле строго
совпадает с одной из осей легкого намагничивания, яв-
ляется весьма редким. Наиболее общий случай, очевидно,
такой, когда намагничивающее поле направлено под не-
которым углом к одной из осей легкого намагничивания.
В этом случае процесс намагничивания осуществляет-
ся также путем смещения границ. Области спонтанной
намагниченности, наиболее выгодно ориентированные в
отношении поля, т. е. составляющие с направлением поля
меньший угол, растут за счет областей, ориентированных
энергетически менее выгодно.
Рост доменов, как и в первом случае, будет происхо-
дить за счет смещения границ до тех пор, пока домены,
ориентированные невыгодным образом в отношении поля,
не будут полностью поглощены. Этим самым уничтожится
доменная структура и кристалл окажется намагниченным
до насыщения в направлении оси легкого намагничивания,
ближайшей к полю (остается один домен).
Процесс смещения границ в слабых магнитных полях
в самом начале кривой намагничивания протекает обра-
тимо. Это значит, что если при увеличении поля границы
доменов движутся в одну сторону, то при уменьшении
поля они будут двигаться в обратном направлении. Дви-
87
жение границ на этом участке кривой намагничивания
происходит медленно и плавно.
Этот участок кривой намагничивания называется уча-
стком Релея. Магнитная проницаемость вещества на участ-
ке Релея описывается формулой
P = (29)
&
где р0 — начальная проницаемость, Н — напряженность
магнитного поля, а — некоторая постоянная, называемая
постоянной Релея.
В более сильных полях движение границ перестает
быть плавным. Отдельные участки границ изменяют свое
положение скачкообразно, и кривая намагничивания кру-
то идет вверх. На этом участке движение границ большей
частью необратимо. Это приводит к скачкообразному из-
менению намагниченности (эффект Баркгаузена).
б) Процесс вращения. Если далее увеличивать ноле,
то вектор спонтанной намагниченности кристалла, со-
впадающий с осью легкого намагничивания, начнет посте-
пенно поворачиваться в направлении к полю (рис. 83).
Таким образом, после завершения процесса смеще-
ния следующая стадия намагничивания заключается во
вращении вектора спонтанной намагниченности в кри-
сталле по направлению к вектору поля. Здесь процесс на-
магничивания будет протекать значительно медленнее,
чем в случае процесса смещения границ, т. е. увеличение
намагниченности при одинаковом возрастании поля бу-
дет значительно меньше.
Когда в результате вращения вектор спонтанной на-
магниченности совпадает с направлением магнитного поля,
намагниченность достигает технического насыщения. Со-
вокупность этих двух процессов намагничивания — про-
цесса смещения границ и процесса вращения •— и состав-
ляет процесс технического намагничивания ферромагне-
тика.
Если у кристалла не одна, а несколько осей легкого
намагничивания, как, например, в случае кристаллов
железа или никеля, то техническое намагничивание будет
состоять из тех же процессов смещения границ и враще-
ния. Вначале все домены, ориентированные менее выгод-
ным образом, будут поглощаться доменами, энергетически
более выгодными (рис. 84). Что касается процесса враще-
88
ния, то он будет протекать так же, как и в описанном вы-
ше случае при намагничивании одноосного кристалла.
Процесс вращения можно также проследить с помощью
метода порошковых фигур. Если кристалл намагничен
до насыщения в каком-либо направлении, то линии насы-
щения, о которых говорилось выше, будут располагаться
Рис. 83. Вращение векто-
ра спонтанной намагни-
ченности к направлению
поля. L — ось легкого
намагничивания
Рис. 84. Процесс смещения границ в мо-
нокристалле ферромагнетика с несколь-
кими осями легкого намагничивания
во всех кристаллитах перпендикулярно вектору намаг-
ниченности. Если поместить кристалл в сильное вращаю-
щееся магнитное поле, то вектор намагниченности кристал-
ла, следуя за полем, будет также вращаться, что можно ви-
зуально наблюдать по изменению направлений линий на-
сыщения, которые всегда располагаются перпендикулярно
вектору намагниченности.
Вращение вектора намагниченности, выявленное с по-
мощью порошковых фигур, показано на рис. 85.
Начальное положение вектора намагниченности по-
казано на рис. 85, а и помечено стрелкой. В сильном,
вращающемся по часовой стрелке, магнитном поле век-
тор намагниченности, следуя за полем, будет принимать
последовательно положения, указанные на рис. 85, б—д
стрелками. Это можно проследить по полосам насыщения,
изменяющим свое направление от кадра к кадру.
Допустим, что ферромагнитный кристалл находится
в состоянии технического насыщения. Если теперь умень-
89
Рис. 85. Вращение вектора намагниченности в кристалле
шать напряженность магнитного поля, то, начиная с не-
которого его значения, вектор спонтанной намагничен-
ности кристалла перестанет совпадать по направлению
с полем и по мере уменьшения поля будет отходить все
дальше и дальше по направлению к ближайшей оси легкого
намагничивания. Когда поле достигнет значения, равного
нулю, то намагниченность кристалла не будет равна ну-
лю, так как спины оказываются ориентированными пре-
имущественно вдоль оси легкого намагничивания, бли-
жайшей к полю. Так возникает остаточная намагничен-
ность ферромагнетика. Чтобы уничтожить эту остаточную
намагниченность, нужно приложить поле противополож-
ного направления, которое будет уменьшать объемы од-
90
них областей самопроизвольной намагниченности и увели-
чивать объемы других в соответствии с описанными выше
закономерностями.
При некотором значении поля, соответствующем коэр-
цитивной силе кристалла в данном направлении, намаг-
ниченность обращается в нуль.
При дальнейшем возрастании отрицательного магнит-
ного поля намагниченность станет также отрицательной,
т. е. будет уже направлена в сторону, противоположную
ее первоначальному направлению.
Возрастание отрицательной намагниченности с уве-
личением магнитного поля, имеющего отрицательный знак,
будет протекать также путем смещения границ и враще-
ния до достижения технического насыщения.
Если теперь величина поля отрицательного направ-
ления будет убывать, то вектор спонтанной намагничен-
ности отклонится от направления поля в сторону ближай-
шего направления легкого намагничивания. Затем, когда
поле станет равным нулю, в кристалле сохранится неко-
торая остаточная намагниченность вследствие неодинако-
вости объемов областей, ориентированных по различным
направлениям легкого намагничивания.
При нарастании положительного поля повторятся все
процессы, протекавшие в направлении отрицательных по-
лей, и кривая перемагничивания опишет некоторую пет-
лю, которая будет петлей гистерезиса кристалла для дан-
ного направления.
В реальных поликристаллических материалах, состоя-
щих из большого количества кристаллитов, описанные
явления протекают в каждом кристаллите, и поэтому
кривая намагничивания поликристаллического ферромаг-
нетика отражает некоторую среднюю картину тех явле-
ний, которые протекают в отдельных кристаллитах. Преж-
де чем перейти к третьей стадии намагничивания, остано-
вимся на процессе перестройки доменной структуры.
Изменение доменной структуры в магнитном поле мо-
жет происходить не только путем смещения границ. На
рис. 86 (см. вклейку) показаны кадры из кинофильма, фи-
ксирующие доменную структуру кристалла кремнистого
железа при нарастании магнитного поля, направленного
под углом 56° к оси легкого намагничивания кристал-
ла. Номера кадров указаны внизу, а слева от каждого
кадра — значение напряженности магнитного поля.
91
Из рисунка видно, что вначале происходит небольшое
смещение границ. Размеры менее выгодно ориентирован-
ных относительно поля («темных») доменов уменьшаются,
а «светлых» — растут.
При дальнейшем увеличении поля первоначальная до-
менная структура разрушается, возникает новая струк-
тура, состоящая из темных и светлых, но более мелких
полос, направленных под значительным углом к оси лег-
кого намагничивания. С дальнейшим ростом поля эта
перестройка заканчивается, и далее процесс намагничи-
вания вновь осуществляется путем смещения новых гра-
ниц, пока в поле около 270 эрстед доменная структура не
исчезнет.
На рис. 87 (см. вклейку) показано изменение доменной
структуры того же образца при его намагничивании под
прямым углом к оси легкого намагничивания. Поскольку в
этом случае нельзя определить энергетически более выгодно
ориентированных доменов относительно магнитного по-
ля, то вплоть до полей напряженностью 100 эрстед сме-
щения границ не происходит, а доменная структура из-
меняется путем перестройки.
Процесс перестройки доменной структуры соответст-
вует наиболее крутой части кривой намагничивания. Не-
обратимые явления при намагничивании проявляются
особенно резко в этой области.
в) Парапроцесс в ферромагнетиках. Как уже указы-
валось выше, процесс технического намагничивания за-
вершается процессом вращения. При этом вектор спон-
танной намагниченности оказывается ориентированным в
направлении магнитного поля, чем и достигается насыще-
ние на кривой технического намагничивания (техническое
насыщение).
Если после достижения технического насыщения про-
должать увеличивать напряженность намагничивающего
поля, то, как показывает опыт, намагниченность, хотя
и медленно, но все-таки будет возрастать. Этот участок
кривой намагничивания носит название участка истинного
(в отличие от технического) намагничивания н соот-
ветствует парапроцессу.
Принципиальным отличием парапроцесса от намаг-
ничивания первой и второй стадий является то, что в этом
случае возрастает величина намагниченности самих спон-
танных областей.
92
Как уже отмечалось, каждая область спонтанной на-
магниченности занимает некоторый объем ферромагнети-
ка, намагниченный до технического насыщения, соответ-
ствующего данной температуре.
Величина технического насыщения с повышением тем-
пературы уменьшается и в точке Кюри обращается в нуль.
т=о
Рис. 88. Ориентация спинов внутри домена при аб-
солютном нуле температуры
Рассмотрим, что представляет собой сама область
спонтанной намагниченности и что происходит в ней с
увеличением температуры.
При температуре, равной О °К, все спины в области
спонтанной намагниченности будут ориентированы одина-
ково, параллельно одному из направлений легкого на-
магничивания (рис. 88).
Такое состояние называется состоянием абсолютной
спонтанного насыщения. С повышением температуры ве-
личина спонтанной намагниченности будет убывать. Фи-
зически это означает, что некоторые спины внутри домена
будут переходить в положение, антипараллельное спон-
танной намагниченности (рис. 89). В этом случае величина
спонтанной намагниченности определяется разностью па-
раллельно и антипараллельно ориентированных спинов.
Число антипараллельно направленных спинов, прибли-
жаясь к точке Кюри, начинает резко возрастать, а в точ-
ке Кюри число параллельно и антипараллельно направ-
ленных спинов становится одинаковым — спонтанная на-
магниченность становится равной нулю.
Такой переброс спинов с повышением температуры
в антипараллельное направление обусловлен дезориен-
тирующим действием теплового движения, которое можно
гасить ориентирующим действием приложенного сильного
магнитного поля: в магнитном поле некоторые антипарал-
93
лельно направленные спины будут переориентированы в
направлении спонтанной намагниченности и последняя
будет расти. Явление парапроцесса становится заметным
в сильных полях, близких к полям технического насыще-
ния или превосходящих их, когда уже оказываются закон-
ченными процессы смещения границ и вращения (в слабых
полях парапроцесс перекрывается ими).
Т*0
Рис. 89. Ориентация спинов при повы-
шении температуры
Очевидно, парапроцесс будет происходить до тех пор,
пока все антипараллельно направленные спины не ока-
жутся переориентированными, т. е. пока не наступит со-
стояние, которое было нами названо состоянием абсолют-
ного насыщения.
Число антипараллельиых спинов, за счет которых
происходит парапроцесс, растет с повышением температу-
ры, поэтому и сам парапроцесс и все сопутствующие ему
явления также возрастают.
Чанные эффешны
в фе/г/юмагнейшках
Возникновение спонтанной намагниченности в фер-
ромагнетиках, а также процесс технического намагничи-
вания сопровождается целым рядом весьма интересных
и практически важных механических и электрических
явлений.
Как показывает опыт, многие из этих явлений не ме-
няют своего характера при изменении знака магнитного
поля. Такие явления носят название четных явлений или
четных эффектов. Величина четных эффектов в монокри-
сталлах существенно зависит от направления относи-
94
телыю кристаллографических осей, об-
наруживая явную анизотропию. Рас-
смотрим некоторые из указанных эф-
фектов
а) Магнитострикция . Явление маг-
нитострикции было открыто Джоулем
еще в 1842 г. Оно заключается в изме-
нении размеров и формы образца при
наложении магнитного поля. Количе-
ственно линейная магнитострикция X
характеризуется относительным измене-
нием длины, т.
(30)
Рис. 90. Простейший прибор для
измерения магнитострикции
е.
X = Z-=^>
'о
где I — длина образца в магнитном
поле, 10 — первоначальная длина до на-
ложения поля.
Наиболее простой способ
обнаружения явления маг-
нитострикции состоит в ис-
пользовании так называемого
оптического рычага (рис. 90).
Рассмотрим ферромагнитный
стержень 3, помещенный в
намагничивающую катушку
2, концы которого скрепле-
ны с неферромагнитными (на-
пример, медными) стержнями
1 (верхний стержень укреп-
лен неподвижно, а нижний может свободно перемещать-
ся в направлении своей длины). Нижний стержень каса-
ется рычага 4, который при поступательном движении
нижнего стержня 1 заставляет поворачиваться ось 5. К оси
прикреплено небольшое зеркальце 6, на которое падает
луч света. Поворот зеркальца фиксируется по отражению
светового зайчика, который попадает на шкалу.
Если намагничивать стержень, то он будет изменять
свои размеры и поворачивать ось 5. Световой зайчик, от-
раженный от закрепленного на оси зеркальца, станет пе-
ремещаться по шкале, фиксируя тем самым изменение
размеров образца при намагничивании. По величине от-
95
клоиения зайчика можно вычислить значения магнито-
стрикции.
В данном случае мы наблюдаем изменение длины об-
разца вдоль намагничивающего поля, или так называе-
мую продольную линейную магнитост-
рикцию. Если намагничивать стержень в направле-
нии, перпендикулярном направлению измерения, то вдоль
стержня возникнет поперечная линейная маг-
нитострикция.
Продольная и поперечная магнитострикции, как пра-
вило, имеют разные знаки. Если в продольном поле фер-
ромагнетик при намагничивании увеличивает своп раз-
меры, т. е. магнитострикция его положительна, то в по-
перечном поле он уменьшает свои размеры, т. с. его маг-
нитострикция отрицательна. Наоборот, ферромагнетики
с отрицательной продольной магнитострикцией имеют по-
ложительную поперечную магнитострикцию.
С ростом магнитного поля изменяется и магнитострик-
ция. В слабых полях она незначительна, в сильных полях,
когда достигается техническое насыщение образца, маг-
нитострикция также достигает насыщения. Это наводит
на мысль, что магнитострикция определяется не непосред-
ственно напряженностью магнитного поля, а намагничен-
ностью. Кроме того, поскольку магнитострикция — эф-
фект четный, то она не должна зависеть и от изменения
знака намагниченности, т. е. магнитострикция должна
быть четной функцией намагниченности. Наиболее про-
стая четная зависимость — квадратичная. Поэтому есте-
ственно предположить, что
Х = о/2, (31)
где %—магнитострикция образца (отношение изменения
длины к первоначальной длине), J — намагниченность,
а — некоторая постоянная.
Если по оси абсцисс отложить значение квадрата на-
магниченности, а по осн ординат — величину магнито-
стрикции, то вследствие пропорциональности этих величии
получится прямолинейный график.
На рис. 91 представлен график зависимости магнито-
стрикции никеля от квадрата относительной намагничен-
ности, т. е. от отношения величины намагниченности,
соответствующей данному полю, к намагниченности при
96
насыщении Js. Зависимость действительно выражается
прямой с изломом. Этот излом объясняется тем, что процесс
технического намагничивания состоит из двух последова-
тельных стадий’ смещения границ между областями слон
тайной намагниченности и
процесса вращения.
На рис. 91 прямая, выхо-
дящая из начала координат,
соответствует процессу сме-
щения границ, а прямая за
изломом — процессу враще-
ния.
Магнитострикция зависит
непосредственно от намаг-
Рис. 91. Зависимость магнито-
стрикции никеля от квадрата
относительной намагниченности
ниченности, последняя же из-
меняется с изменением тем-
пературы, поэтому величина
магнитострикции также из-
меняется с
температурой, обращаясь в точке Кюри в нуль.
Магнитострикция ферромагнитных кристаллов по раз-
личным направлениям различна. На рис. 92 приведена
зависимость значения магнитострикции от намагничен-
ности для различных направлений в монокристалле же-
леза.
Рис. 92. Магнитострикция
монокристалла железа
в зависимости от намагни-
ченности по различным
кристаллографическим на-
правлениям:
/ — вдоль ребра куба;
2—вдоль диагонали грани;
3 — вдоль пространственной
диагонали
Как видно из рисунка (кривая /), в направлении ребра
куба, соответствующего направлению легкого намагничи-
вания, магнитострикция только положительна. Она плав-
но возрастает до своего предельного значения, соответ-
ствующего насыщению. В направлении пространственной
7 Л. В Киренский
97
диагонали куба (кривая 3), соответствующем направле-
нию трудного намагничивания, магнитострикция только
отрицательна. В направлении диагонали грани магнито-
стрикция вначале положительна, потом, достигнув не-
которого положительного значения, начинает убывать,
переходит через пуль и затем становится отрицательной.
Магнитострикция никеля отрицательна по всем направ-
лениям, хотя различна по величине, т. е. так же, как и
магнитострикция железа, обладает явно выраженной ани-
зотропией (рис. 93).
Рис. 93. Магнитострикция мо-
нокристалла никеля по различ-
ным кристаллографическим на-
правлениям:
/ — вдоль ребра куба: 2 — вдоль
диагонали грани; 3 — вдоль про-
странств е и п о и дна го и а л и
Несмотря на то что величина магнитострикционных
изменений ферромагнетика очень невелика и составляет
стотысячные и миллионные доли от размеров самого тела,
магнитострикционные явления весьма широко исполь-
зуются в современной технике.
Явление магнитострикции нашло большое примене-
ние, например, для генерации ультразвуковых волн. Как
известно, звуковые волны представляют собой механиче-
ские колебания с частотой, лежащей в интервале от 20 до
20 000 герц, распространяющиеся в какой-либо упругой
среде. Частоты выше 20 000 герц человеческое ухо не вос-
принимает (соответствующие волны носят название ультра-
звуковых волн).
Если частота ультразвука достаточно высока, то он
может быть направлен весьма узким пучком, практиче-
ски в виде луча.
Такой ультразвуковой луч мало поглощается в воде
п практически, не ослабевая, может проходить значитель-
ные расстояния. Встречая в воде препятствия (например,
дно моря, подводную лодку и т. п.), ультразвуковые вол-
ны отражаются и могут быть зарегистрированы. Зная
98
Время излучения ультразвукового сигнала и время его
приема, нетрудно определить расстояние до предмета, от-
разившего ультразвук. На этом принципе построены эхо-
лоты — приборы для определения глубин водоемов.
При помощи ультразвука можно обнаружить дефекты
внутри различных изделий (ультразвуковая дефектоско-
пия). Ультразвуковые волны обладают также весьма ин-
тересными биологическими
свойствами. Они стимулируют
рост дрожжевых клеток, ус-
коряют прорастание семян,
повышают урожайность неко-
торых культур и т. п.
В настоящее время ультра-
звук находит все большее и
большее применение в различ-
ных областях техники, науки,
биологии, медицины.
Для получения ультразву-
ковых волн нужно, очевид-
но, заставить какое-либо тело
Рис. 94. Установка для получе-
ния ультразвуковых воли
совершать механические ко-
лебания с частотой в сотни
тысяч и миллионы герц.
Это достигается или при помощи кварцевых пластинок,
которые обладают способностью изменять своп размеры
при наложении электрического поля (электрострикция),
или при помощи ферромагнитных стерженьков, которые
меняют свои размеры при намагничивании в результате
магнитострикции. В последнем случае для получения ульт-
развуковых волн можно воспользоваться, например, уста-
новкой, представленной на рис. 94. Генератор переменного
тока высокой частоты 1 подает переменный ток в катуш-
ку 2, в которой создается переменное магнитное поле.
Внутри катушки помещается ферромагнитный (обычно
никелевый) стержень 3, который в соответствии с частотой
намагничивающего тока будет сокращать и увеличивать
свои размеры, т. е. будет излучать ультразвуковые волны.
Явление магнитострикции можно использовать также
и для приема ультразвука. В самом деле, если при изме-
нении намагниченности меняются размеры образца, то,
как показывают опыты, при изменении размеров образца
должна меняться его намагниченность. Таким образом,
7*
99
если на ферромагнитный стержень будет действовать ульт-
развук, то ультразвуковые волны будут с определенной
частотой изменять намагниченность ферромагнитного стер-
жня. Если на стержень намотать катушку, то при из-
менении намагниченности стержня будет изменяться маг-
нитное поле внутри катушки, и в ней возникнет электро-
движущая сила индукции, которая может быть усилена
и затем определена.
Магнитострикционные излучатели и приемники работа-
ют хорошо, если частота собственных колебаний стержня
совпадает с частотой накладываемого переменного тока,
так как в этом случае используется явление резонанса.
Стрикционный излучатель в виде ферромагнитного
стержня используется в том случае, если нужно получить
узкий пучок ультразвуковых волн.
Для получения радиально распространяющихся ульт-
развуковых волн можно использовать кольцевой магнито-
стрикционный излучатель (рис. 95). Как видно из рисунка,
в этом приборе используется поперечная магнитострикция.
Излучение возникает в плоскости кольца и направлено ра-
диально от его центра. Магнитострикционные излучатели
как стержневые, так и каких-либо других форм изготов-
ляют из достаточно тонких, электрически изолированных
пластинок, так как иначе возможны очень большие поте-
ри энергии на токи Фуко.
Следует отметить, что практически магнитострикция
используется главным образом в переменных или пульси-
рующих магнитных полях. В этом случае магнитострик-
ция по величине может существенно отличаться от магни-
тострикции, полученной в результате нарастания поля от
нуля до соответствующего значения, так называемой ста-
тической магнитострикции X. Магнитострикцию, получен-
ную в переменном поле соответствующей амплитуды, на-
зовем динамической магнитострикцией На рис. 96
представлены значения статической и динамической маг-
нитострикции в зависимости от поля для железа, а на
рис. 97 зависимость динамической магнитострикции в
пульсирующих полях для различных частот.
Величина магнитострикции изменяется с изменением
температуры. На рис. 98 показана температурная зависи-
мость магнитострикции никеля, на рис. 99 — для железа.
б) Гальваномагнитные явления. Под гальваномагнит-
ными явлениями понимают изменение сопротивления про-
100
Рис. 95. Кольцевой магнитострикционный излучатель:
1 — набор никелевых пластин, 2 — сквозные отверстия в пла-
стинах; 3 — солевоидальный проводник: 4 — излучающая
сторона
водников при внесении их в магнитное поле. Изменение
сопротивления не зависит от полярности поля, поэтому
гальваномагнитный эффект относится к разряду четных
эффектов.
Гальваномагнитные явления наблюдаются не только
в ферромагнитных телах. Многие не ферромагнитные тела
также меняют сопротивление при внесении их в магнит-
ное поле. Особенно резко гальваномагнитный эффект
заметен в висмуте. Это дает возможность измерять на-
пряженность магнитного поля по изменению сопротивле-
ния висмутовой проволочки, которая изготовляется в
виде спирали.
101
Рис. 96. Статистическая (X) и
динамическая (частота 80 герц)
магнитострикции железа (Х_) в
зависимости от магнитного поля
Рис. 97. Зависи-
мость динамической
магнитострикции
железа Х_для раз-
личных частот
Рис. 98. Температурная
зависимость магнитострик-
ции никеля
Если такую спираль внести в магнитное иоле, отгра-
дуировав предварительно прибор на напряженность маг-
нитного поля, то изменение сопротивления висмутовой
спирали будет фиксировать величину магнитного поля.
Гальваномагнитные явления свойственны не только
ферромагнитным, ио п любым другим проводникам. Од-
нако в ферромагнитных материалах гальваномагнитные
Рис. 99. Температурная зависимость магни-
тострикции железа
явления протекают иначе, чем в других материалах. В ча-
стности, как было показано русским физиком Гольдгам-
мером, величина гальваномагнитного эффекта в ферро-
магнетиках зависит не от напряженности магнитного поля,
а от намагниченности. Тщательные исследования показа-
ли, что зависимость гальваномагнитного эффекта от на-
магниченности, так же как и магнитострикция, должна
быть четной, и она может быть выражена формулой
а = cJ‘s, (32)
где а — величина гальваномагнитного эффекта, J — на-
магниченность, с — некоторая постоянная.
В ферромагнетиках все основные закономерности, ха-
рактерные для магнитострикции, оказываются справед-
ливыми и для гальваномагнитного эффекта. В частности,
юз
величина гальваномагнитного эффекта в ферромагнетиках
существенно зависит от направления намагниченности отно-
сительно кристаллографических осей. Поперечный эффект
в два раза меньше продольного и имеет обратный знак.
Количественно величина гальваномагнитного эффекта
определяется отношением изменения сопротивления об-
разца к его первоначальному сопротивлению.
График зависимости величины гальваномагнитного эф-
фекта от квадрата намагниченности, определяемого фор-
мулой а = cJ2, должен представлять собой прямую.
Рис. 100. График зависи-
мости величины гальвано-
магнитного эффекта от
квадрата относительной
намагниченности (в произ-
вольных единицах)
На рис. 100 представлен график зависимости величины
гальваномагнитного эффекта от квадрата намагниченности
в произвольных единицах. Как видно из рисунка, график
состоит из двух прямых с изломом в некоторой точке.
Объяснение этого излома такое же, как и в случае маг-
нитострикции. Начальная прямая, выходящая из начала
координат, соответствует процессу смещения границ меж-
ду доменами, а прямая выше излома соответствует про-
цессу вращения.
в) Термомагнитные явления. Если спаять два разно-
родных металла и поместить спаи в места с различной
температурой, то возникнет так называемая термоэлек
тродвижущая сила, и по цепи потечет электрический ток.
Если один из металлов ферромагнетик, то при наложении
на него магнитного поля термоэлектродвижущая сила тер-
мопары изменится. Это изменение термоэлектродвижущей
силы при намагничивании ферромагнетика и представляет
собой термомагнитный эффект. При изменении полярности
поля величина термомагнитного эффекта не изменяется.
Следовательно, как магнитострикция и гальваномагнитный
эффект, термомагнитный эффект тоже является четным
эффектом. Все закономерности четных эффектов (зависи-
мость от направления осей ферромагнитного кристалла
104
и др.) оказываются применимыми и к термомагнитному
эффекту.
Все четные эффекты в ферромагнетиках зависят не не-
посредственно от поля, а от намагниченности, последней
же свойственны гистерезисные явления, поэтому и для
четных эффектов должны наблюдаться гистерезисные яв-
ления. Иными словами, величина четного эффекта зависит
не только от напряженности магнитного поля, но и от маг-
нитной предыстории образца. После прохождения цикла
Рис. 101. Петля гистере-
зиса магнитострикции:
a. at — максимальные зна-
чения магнитострикции:
Л — величина магнитострик-
ции; — величина оста-
точной магнитострикции
перемагничивания ферромагнетик должен прийти в ис-
ходное состояние, описав петлю гистерезиса четного эф-
фекта. Но при циклическом перемагничивании намагни-
ченность меняет знак, тогда как в случае четного эффекта
изменение знака поля или намагниченности не ведет к из-
менению знака самого эффекта. Если в состоянии насыще-
ния при положительном направлении поля величина маг-
нитострикции определяется на графике точкой а (рис. 101),
то с уменьшением напряженности магнитного поля умень-
шается и величина магнитострикции; когда поле станет
равным нулю, то вследствие остаточной намагниченности
образца наблюдается остаточная магнитострикция.
Чтобы ее уменьшить, нужно приложить возрастающее
поле противоположного направления (при этом магнито-
стрикция, как правило, не сводится к нулю). Продолжая
намагничивание в противоположном направлении, мы бу-
дем фиксировать (вследствие четности эффекта) магнито-
стрикцию того же знака, что и при положительном значе-
нии поля. Значения магнитострикции будут возрастать,
пока не достигнут насыщения. Если теперь уменьшать
величину отрицательного поля, то явление повторится.
Таким образом, мы получим на графике замкнутую бабоч-
кообразную фигуру, описывающую гистерезис магнито-
105
Рис. 102. Величина объем-
ной магнитострикции же-
лезо-никелепых сплавов
в различных полях:
/ — Н = 1050: 2 — Н=600;
3 — Н = 150; 4 — И = 60
эрстед
стрпкции Такая петля гистерезиса
магнитострикции изображена на
рис. 101.
Подобные гистерезисные петли
можно наблюдать и для других
четных эффектов.
Описанные выше четные эффек-
ты были рассмотрены только для
области, соответствующей техни-
ческой кривой намагничивания.
В области парапроцесса эти явле
ния также имеются, но подчиняют-
ся уже иным закономерностям.
В частности, в области парапро-
цесса совершенно отсутствуют не-
обратимые гистерезисные явления,
и все процессы, протекающие с уве-
личением поля, строго воспроиз-
водятся при его уменьшении.
Величина магнитострикции па-
рапроцесса обычно невелика. Од-
нако имеются некоторые железо-ни-
келевые сплавы, у которых маг-
нитострикция парапроцесса не-
обычайно велика.
Большая магнитострикция парапроцесса дает возмож-
ность объяснить замечательные свойства инвара, размеры
которого при нагревании практически не изменяются.
Чтобы выяснить этот вопрос, рассмотрим случай, когда
ферромагнетик, нагретый выше точки Кюри, охлаждается
в отсутствие магнитного поля. При охлаждении ферромаг-
нетика ниже точки Кюри в нем возникает спонтанная на-
магниченность областей самопроизвольной намагниченно-
сти. Возникшие при этом силы взаимодействия приведут
к тому, что ферромагнетик изменит свой объем. Измене-
ние размеров ферромагнетика в результате возникнове-
ния в нем самопроизвольной намагниченности называется
т е р м о с т р и к ц и е й. По мере понижения темпера-
туры величина термострпкцпп будет расти, так как само-
произвольная намагниченность увеличивается с пониже-
нием температуры. Но увеличение самопроизвольной на-
магниченности означает увеличение числа параллельно
ориентированных спинов внутри областей самопроизволь-
на
ной намагниченности. Такую параллельную ориентацию
можно создать, не только охлаждая образец, но и поме-
щая его в очень сильное магнитное поле, т. е. за счет пара-
процесса. Изменение объема образца в магнитном поле
называется объемной магнитострикцией.
На рис. 102 представлены значения объемной магнито-
стрикции для железо-никелевых сплавов при различных
полях. Из рисунка видно, что объемная магнитострик-
ция железо-никелевых сплавов, как и чистых железа и
никеля, весьма мала. Исключение составляют сплавы,
содержащие от 20 до 50','и никеля, у которых величина
объемной магнитострикции велика.
Значительная величина объемной магнитострикции в
этих сплавах означает также, что в них большие значе-
ния и термострпкции, которая всегда положительна п яв-
ляется стрпкцией за счет парапроцесса. Таким образом,
с повышением температуры из-за уменьшения спонтанной
намагниченности убывает и величина термострпкции:
объем тела при этом уменьшается, компенсируя тепловое
расширение образца. Большая термострпкции в этих
сплавах ведет к уменьшению объема с температурой, что
в значительной мере компенсирует тепловое расширение
этих сплавов при нагревании.
Неч&пшле эффе/апы
0 фе/г[голиине(пиках
В противоположность четным эффектам, не изме
няющимся при изменении знака поля, существуют нечет-
ные эффекты, зависящие от полярности поля.
Нечетные эффекты, как и рассмотренные выше четные
эффекты, имеются и в ферромагнитных и в неферромаг-
нитных материалах, однако в ферромагнетиках они про-
текают по-особому.
Типичным нечетным эффектом является открытый в
1880 г. эффект Холла, впервые наблюдавшийся на пластин-
ке золота. Если через пластинку, ширина которой Ь, а тол-
щина d, течет ток i в направлении, показанном стрелкой на
рис. 103, и между точками ага2 в отсутствие магнитного
поля разность потенциалов равна нулю, то при наложе-
107
нии магнитного поля перпендикулярно плоскости пластины
между указанными точками появляется разность потен-
циалов.
Возникновение этой разности потенциалов при нало-
жении магнитного поля и представляет собой сущность
эффекта Холла.
Рис. 103. Схема опыта эффекта Холла
Холловская разность потенциалов Е определяется фор-
мулой
* = (33)
где I — сила тока, Н — напряженность магнитного поля,
7? — величина, характерная для данного вещества, ко-
торая называется постоянной Холла.
Постоянная Холла R может иметь как положитель-
ный, так и отрицательный знаки R положительно, если
спад потенциала эффекта Холла совпадает с направле-
нием поступательного движения буравчика при враще-
нии его рукоятки от направления тока к направлению
поля. На рис. 103 при положительном значении R потен-
циал точки Oj выше потенциала точки ох.
Как показал И. К- Кикоин, особенность эффекта Хол-
ла в ферромагнетиках заключается в том, что величина
эффекта зависит не непосредственно от напряженности
магнитного поля, а от намагниченности. Сама же постоян-
ная Холла состоит из двух частей: «классической», не за-
висящей от спонтанной намагниченности, и «ферромаг-
нитной», определяемой спонтанной 'намагниченностью.
108
Эффект Холла в ферромагнетиках описывается фор-
мулой вида
где J — намагниченность.
На рис. 104 представлена зависимость величины раз-
ности потенциалов в эффекте Холла от намагниченности
Рис. 104. Зависимость эффекта
Холла от намагниченности в
пермаллое
для пермаллоя. Из рисунка видно, что эта зависимость
действительно линейная.
Эффект Холла, как и большинство явлений в ферро-
магнетиках, обладает гистерезисом. На рис. 105 изобра-
жена петля гистерезиса эффекта Холла для железа.
Рис. 105. Петля гистерезиса
фекта Холла для железа
В настоящее время много внимания уделяется изуче-
нию эффекта Холла в металлах и особенно в полупровод-
никах. Исследуя эффект Холла, можно установить знак
носителей тока, их концентрацию и т. д.
Носителями тока в металлах являются свободные элек-
троны, обладающие, как известно, отрицательным заря-
дом. Что касается полупроводников, то носители тока в
109
них могут обладать как отрицательным, так и положи*
тельным зарядом.
В качестве другого нечетного эффекта можно указать
на термомагнитный эффект Периста. Пусть вдоль плас-
тинки протекает «тепловой поток». При наложении маг-
нитного поля перпендикулярно пластинке между различ-
ными точками возникает разность потенциалов, которая
в ферромагнетиках определяется, как и в случае эффек-
та Холла, намагниченностью образца. Основные законо-
мерности эффекта Периста такие же, как для эффекта
Холла (гистерезис и др.).
Уи/и/ше дефо/гжсщии
и свойс/пва фе/г/гожашейшков
Упругие деформации весьма существенно изме-
няют свойства ферромагнетиков. В частности, в ферро-
магнетиках с положительной магнитострикцией намагни-
чивание будет осуществляться с меньшей затратой энергии
в направлении растяжения образца, чем в направлении,
перпендикулярном растяжению. Чтобы понять, почему в
направлении растяжения облегчается процесс намагничива-
ния для материалов с положительной магнитострикцией,
вспомним, что такие материалы при намагничивании
удлиняются в направлении поля.
к>0
Рис. 106. Ориентация спинов вдоль оси растяжения
В таких ферромагнетиках при ориентации всех спинов
образца вдоль одной оси происходит увеличение его дли-
ны. При растяжении образца в отсутствие поля спины
должны установиться вдоль оси растяжения (рис. 106).
Таким образом, при растяжении ферромагнитного об-
разца создается по существу одна ось легкого намагни-
чивания, вдоль которой ориентированы спины. Если об-
разец намагничивать вдоль направления растяжения, то
но
весь процесс намагничивания
будет протекать путем смеще-
ния границ, и образец намаг-
нитится уже в слабых полях.
Если растяжение не доста-
точно сильное, то хотя при на-
магничивании и будет процесс
вращения, работа намагничива-
ния будет все-таки меньше (на
его долю придется меньшая
часть намагничивания, чем в
отсутствие растяжения), и кри-
вая намагничивания пройдет
круче.
На рис. 107 приведены кри-
вые намагничивания для сплава
состава: 15% Ni и 85% Ее,
имеющего положительную маг-
нитострикцию при различных
растягивающих нагрузках. Как
видно из рис. 107, при наложе-
нии упругих напряжений работа
намагничивания облегчается и
Рис. 107. Кривые намагничи-
вания железо-никелевого
сплава с положительной маг-
нитострикцией при различ-
ных растягивающих нагруз-
ках:
I — 74,4; 2 — 39; 3 — 16,8;
4 — 0,0 кг] мм*
кривые намагничивания идут круче (и тем круче, чем больше
нагрузка). При одних и тех же значениях поля на больших
нагрузках намагниченность образца больше.
Обратная картина получается при сжатии. Так как при
намагничивании образца с положительной магнитострик-
цией в направлении, перпендикулярном изменению его
длины, наблюдается укорочение, то при сжатии образца
спины должны расположиться перпендикулярно оси сжа-
тия, составляя своеобразную «звездочку» в плоскости,
перпендикулярной оси сжатия (рис. 108). Вдоль сжатия
не окажется осей легкого намагничивания, и намагничи-
вание вдоль этого направления будет начинаться непо-
средственно с процесса вращения. Это приведет к тому,
что работа намагничивания станет больше, и процесс на-
магничивания затруднится.
Если растягивать образец с отрицательной магнито-
стрикцией (например, никель), то в соответствии с при-
веденными выше рассуждениями спины установятся в
плоскостях, перпендикулярных направлению растяжения,
образуя описанные выше «звездочки» (рис. 109). Таким
1П
Рис. 108. Расположение спинов перпендикулярно
оси сжатия
Рис. 109. Расположение спинов перпендикулярно
линии растяжения
Рис. 110 Расположение спинов вдоль оси сжатия
Рис. 111. Петли гистерезиса
никеля:
I — без нагрузки; 2— растягиваю-
щая нагрузка 37,4 кг/мм2
чивания сплава (15% никеля,
85% железа):
/ — растягивающее напряжение
60,4 кг/мм2‘, 2— без растягиваю-
щей нагрузки
образом, исчезают направления легкого намагничивания
в кристаллитах вдоль оси растяжения, и намагничивание
будет затруднено. При сжатии образца с отрицательной
магнитострикцией наблюдается та же картина, что и при
растяжении образца с отрицательной магнитострикцией
(рис. НО). При наложении на ферромагнетик упругих де-
формаций весьма существенно изменяются и петли гисте-
резиса. На рис. 111 показаны петли гистерезиса при раз-
личных растягивающих нагрузках для никеля — ферро-
магнетика с отрицательной магнитострикцией, а также
для рассмотренного выше сплава, состоящего из 15% ни-
келя и 85% железа.
Как видно из приведенных графиков, при наложении
упругих напряжений петля гистерезиса изменяется. У же-
лезо-никелевого сплава указанного состава при достаточ-
но сильных растягивающих нагрузках петля гистерезиса
становится прямоугольной.
Это практически очень важный случай, так как иногда
бывает необходимо получить очень большое изменение
намагниченности при сравнительно небольшом изменении
поля. При использовании ферромагнетика с прямоуголь-
ной петлей гистерезиса можно поставить ферромагнетик
в такие условия, что при небольшом изменении поля, по-
ступившего в качестве сигнала от какого-либо источника,
образец перемагнитится, т. е. его намагниченность изменит-
ся на удвоенную величину спонтанной намагниченности.
Такое резкое изменение намагниченности может вы-
звать сильные индукционные токи, что можно использо-
вать практически (об этом будет сказано ниже).
Поскольку при наложении магнитного поля возникает
изменение размеров образца (магнитострикция), связан-
ное с изменением направления вектора спонтанной на-
магниченности в кристалле, то при наложении внешних
напряжений, наоборот, изменятся размеры образца и век-
тор спонтанной намагниченности изменит свое направле-
ние в ферромагнитном кристалле. Затраченная допол-
нительно к обычной упругой энергии работа при растя-
жении, очевидно, перейдет в потенциальную энергию
кристалла
Ua = — Ьо, (35)
где X — магнитострикция, о — величина растягивающих
упругих напряжений. Uo — носит название магнито-
упругой энергии. Наряду с энергией магнитной ани-
8 Л. Б. КнренскиЙ
113
зотропии магнитоупругая энергия играет важную роль
в физических процессах, протекающих в ферромагнетиках,
причем эта роль тем значительнее, чем меньше константа
магнитной анизотропии ферромагнетика и чем больше его
магнитострикция. В частности, роль магнитоупругой энер-
гии у никеля значительно больше, чем у железа.
о4шишре/г/гом.агне/иизм.
Выше указывалось, что ферромагнитное состоя-
ние вещества обусловлено обменным взаимодействием,
приводящим ниже некоторой температуры к упорядочен-
ной параллельной ориентации спинов, к самопроизволь-
ной или спонтанной намагниченности.
В веществах, в которых обменные силы приводят не
к параллельной, а к антипараллельной ориентации спи-
нов, спины также будут иметь упорядоченную ориента-
цию, однако спонтанная намагниченность не возникнет,
так как магнитные моменты спинов будут взаимно ском-
пенсированы.
Состояние с самопроизвольной антипараллельной
ориентацией спинов называется антиферромагнитным, а
само явление — антиферромагнетизмом. Кристаллическую
решетку антиферромагнетика можно рассматривать как
сложную решетку, состоящую из двух подрешеток, на-
магниченных противоположно. Такая структура возможна
лишь ниже некоторой температуры — антиферромагнит-
ной точки Кюри или точки Нееля.
На рис. 113 изображены ориентации спинов в фер-
ромагнетике (а) и в антиферромагнетике (б) и (в) при
температуре абсолютного нуля.
Вспомним, что с повышением температуры упорядо-
ченное состояние как в ферромагнетике, так и в антифер-
ромагнетике нарушается и тем сильнее, чем выше темпе-
ратура. В случае ферромагнетика при некоторой темпе-
ратуре, характерной для каждого ферромагнитного
вещества, спонтанная намагниченность полностью разру-
шается и вещество становится парамагнитным. Это про-
исходит, как уже отмечалось, в точке Кюри.
Точно так же и в антиферромагнетике с повышением
температуры нарушается строгая антипараллельность спи-
114
нов и в антиферромагнитной точке Кюри вещество стано
вится парамагнитным.
Переход как ферромагнетика, так и антиферромагне-
тика в парамагнетик сопровождается аномалией тепло-
емкости, а именно: вблизи температуры перехода теплоем-
кость резко возрастает и несколько выше точки Кюри
вновь падает. На рис. 114 приведена зависимость теплоем-
кости от температуры для никеля, а на рис. 115 для соеди-
нения MnAs, являющегося антиферромагнитным.
Вблизи точки Кюри идет интенсивное разрушение
упорядоченного состояния спинов, на что требуется за-
трата дополнительной энергии. Вполне понятно поэтому,
что теплоемкость, приближаясь к точке Кюри, возрастает.
Из рисунков видно также, что и при температурах, отно-
сительно далеких от точки Кюри, но ниже ее, теплоемкость
имеет высокое значение, так как при нагревании хотя и
небольшое, но все же заметное количество энергии идет
па разрушение упорядоченного состояния.
ТАБЛИЦА 10
Значения точек Кюри для некоторых антиферро-
магнетиков
Сое дипение Точка Кюри, °C Соединение Точка Кюри, °C
Сг2О3 +47 FeO —75
CrSb +427 Fe2O3 +677
МпО2 —183 FeCO8 —216
МпТе +34 СоО —2
MnSe —26 NiO +247
Как видно из таблицы, антиферромагнитные точки
Ккри для различных веществ, как и точки Кюри ферро
магнетиков, колеблются в весьма широких пределах.
Значение точки Кюри в аптиферромагиетиках обычно
определяется по кривым температурной зависимости маг-
нитной восприимчивости антиферромагпетиков. Воспри
пмчивость с повышением температуры растет, достигая
в точке Кюри максимума. В точке Кюри антиферромагне-
тик переходит в парамагнитное состояние, восприимчн-
8*
115
О б в
Рис. 113. Ориентация спинов при абсолютном нуле тем-
пературы: а — в ферромагнетике; бив — в аитиферромаг-
иетике
Рис. 114. Скачок теплоемкости в точке Кюрн у никеля
Рис. 115, Скачок теплоемкости в антиферромагнитной
точке Кюри для соединения Мп 1s
вость уменьшается при^дальнеишем увеличении темпера-
туры. На рис. 116 приведена’температурная зависимость маг-
Рис. 116. Температурная зави-
симость магнитной восприим-
чивости соединения FeCOs
нитнои восприимчивости ДЛЯ
карбоната железа FeCO3,
рассчитанная на граммолеку-
лу. Максимум соответствует
антиферромагнитной точке
Кюри.
Из графика видно, что при температуре—216° С кри-
вая магнитной восприимчивости действительно имеет явно
выраженный максимум.
Антиферромагнетики,
как и ферромагнетики, об-
ладают доменной структу-
рой. На рис. 117 схема-
тически изображено воз-
можное размещение сосед-
них доменов в антиферро-
магнетике.
Наличие доменной струк-
туры в антиферромагнети-
ках приводит к гистерезис-
ным явлениям.
На рис. 118 изображена
петля гистерезиса для маг-
нитной восприимчивости
Рнс. 117. Возможная схема сосед-
них доменов в антиферромагнетиках
Рис. 118. Петля гистерезиса маг-
нитной восприимчивости в антифер-
ромагнитном соединении MnSe
117
антиферромагнитного соединения MnSe при температуре
—113° С.
Между доменами в антиферромагнетиках существует
граница, толщина которой (так же как и граница между
ферромагнитными доменами) составляет десятые доли мик-
рона.
ся взаимно
+
+
f
+
I
Рис. 119
ментов в решетке ферримагне-
тика
Схема магнитных
МО-
Фе/г/шжагне/пизлс, фер/гшпы
Как указывалось выше, в антиферромагиетике имеют-
ся две подрешетки, магнитные моменты которых оказывают-
ыми. Однако в ряде случаев
эта компенсация может ока-
заться неполной. Такой слу-
чай схематически представлен
на рис. 119. Явление непол-
ной компенсации магнитных
моментов двух подрешеток
носит название ферримагне-
тизма.
Отсутствие полной компен-
сации магнитных моментов
противоположно намагничен-
ных подрешеток приводит к
тому, что в ферримагнети-
ках возникает некоторая
результирующая, отличная
от нуля, спонтанная намаг-
ниченность. Ферримагнетик
внешне ведет себя подобно
ферромагнетику, однако зависимость спонтанной намагни-
ченности его от температуры может оказаться более слож-
ной.
Сложный характер температурной зависимости спон-
танной намагниченности в ферримагнетиках объясняется
тем, что температурные зависимости спонтанной намаг-
ниченности различных подрешеток могут оказаться не-
одинаковыми. На рис. 120 приведены различные случаи
температурной зависимости результирующей спонтанной
намагниченности в ферримагнетиках. Характерно, что
возможны случаи, когда еще до достижения истинной
точки Кюри спонтанная намагниченность обращается в
нуль при некоторой температуре, называемой обычно
118
Рис. 120. Различные типы температурной за-
висимости результирующей спонтанной на-
магниченности ферримагнетиков
точкой компенсации. При температуре выше точки ком-
пенсации результирующая спонтанная намагниченность
ферримагнетика вновь возрастает до некоторого значения
и затем снова спадает до нуля.
Известно, что ферримагнетиками являются многие
окислы металлов, так называемые ферриты, получившие
в последнее время большое практическое применение.
Широкое использование ферритов в современной тех-
нике объясняется тем, что в последние десятилетия боль-
шого развития достигла техника высоких и сверхвысоких
частот. При работе на таких частотах особенно важно
устранить потери на вихревые токи Фуко. Поэтому идеаль-
ными магнитными материалами для сердечников транс-
форматоров в этих случаях были бы материалы, обладаю-
119
щие высокой магнитной проницаемостью, малой коэрци-
тивной силой, высоким значением магнитного насыщения
и большим электрическим сопротивлением, т. е. материалы,
которые не относились бы к классу проводящих электро-
технических материалов. Такими свойствами, в частно-
сти, обладают ферриты.
Общая формула для простых ферритов следующая:
MOFe2O3, где М — двухвалентный атом металла (Mg, Ni,
Со, Мп, Fe, Си, Zn, Са и т. д.) (см. табл. II).
ТАБЛИЦА II
Величины спонтанной на иагниченносиш
при комнатной температуре и точек Кюри
для некоторых ферритов
Ферриты Величина спон- танной намагни- ченности, гаусс Точка Кюри, °C
FeOFeaOs 490 578
MnOFe3Os 320 510
NiOFe2O3 240 590
CuOFe2O3 290 455
MgOFe2O3 140 310
Благодаря большому (в миллионы и более раз боль-
шему, нежели у металлических ферромагнетиков) сопро-
тивлению ферриты используются в высокочастотных транс-
форматорах, катушках индуктивности, магнитных уси-
лителях, деталях электроизмерительных приборов, в счет-
но-решающих устройствах и т. д.
Ферриты изготовляются путем прессовки и последую-
щего спекания порошкообразного вещества при темпера-
турах 1000—1300° С. Применение ферритов не ограничи-
вается их использованием в технике высоких частот. В на-
стоящее время получены ферриты со специальными маг-
нитными свойствами: прямоугольной петлей гистерезиса,
высоким значением начальной проницаемости, большой
коэрцитивной силой и т. д.
Ферриты с прямоугольной гистерезисной петлей наш-
ли применение в так называемых информационно-логиче-
ских машинах. Эти машины получают все большее и боль-
шее распространение, так как с их помощью оказывается
120
возможной механизация умственного труда человека и
многих процессов. Так, например, эти машины могут вы-
полнять за исключительно короткое время большое ко-
личество труднейших математических операций, перево-
дить с одного языка на другой, управлять технологией
различных производств, устанавливать диагноз заболева-
ния, даже играть в шахматы и пр. Важнейшими деталями
Рис 121. Элемент «памяти» на ферритовом кольце и его петля
гистерезиса:
/ — входная обмотка; 2 — считывающая обмотка; 3 — выходная
обмотка
машин являются элементы «памяти». В простейшем слу-
чае элемент памяти представляет собой устройство, имею-
щее два возможных устойчивых состояния и находящееся
обычно в одном из них. Переход элемента памяти из одного
устойчивого состояния в другое может осуществляться
только при соответствующем внешнем воздействии.
Во многих информационно-логических машинах в ка-
честве элементов памяти используют ферритовые кольца
с прямоугольной петлей гистерезиса. При работе такой
машины от элемента памяти при запросе может быть по-
лучен один из взаимоисключающих ответов «да» или «нет».
На рис. 121 изображена принципиальная схема элемента
памяти на ферритовом кольце, а также его петля гистере-
зиса.
Предположим, что через входную обмотку 1 поступил
импульс электрического тока, направленный таким обра-
зом, что ферритовое кольцо достигло насыщения — Js.
121
После прекращения импульса ферритовое кольцо останет-
ся намагниченным, и его состояние будет характеризо-
ваться положением А. Таким образом, ферритовое кольцо
«запомнило» поступивший сигнал.
Если теперь в считывающую обмотку 2 поступает им-
пульс тока, создающий магнитное поле, противоположное
намагниченности ферритового кольца и достаточное для
его перемагничивания, то кольцо перемагнитится, и в
выходной обмотке 3 возникнет достаточно сильный импульс
тока, так как при перемагничивании ферритового кольца
возникает значительное изменение магнитной индукции.
Если же в считывающую обмотку поступает импульс тока,
магнитное поле которого направлено одинаково с намаг-
ниченностью ферритового кольца, то изменение магнитной
индукции в выходной обмотке будет практически равно
пулю, и импульса тока в ней не возникнет. Таким обра-
зом. при считывании с любого элемента памяти мы в соот-
ветствии с запросом можем получить лишь один из двух
взаимоисключающих ответов «да» или «нет» (в зависимо-
сти от наличия или отсутствия импульса тока в выходной
обмотке).
Элементы памяти па ферритовых кольцах широко
применяют из-за надежности их в работе, относительной
дешевизны и простоты изготовления.
В качестве недостатков ферритовых элементов памя-
ти следует отметить относительно малую скорость пере-
магничивания (несколько микросекунд), а также подвер-
женность радиации и сравнительно небольшой температур-
ный интервал надежности Ч
1 В качестве элементов памяти используют также сегнетоэлектрики
и сверхпроводниковые элементы (например, криотроны).
122
/Злияние механической
и /пе/гмической офга&мнки
на магншпные свойапва
фе/г/юмагне/пиков
Выше было выяснено, что ферромагнитные свой-
ства отдельного кристалла существенно зависят от того,
в каком направлении относительно его осей происходит
намагничивание и измерение интересующих нас процес-
сов (магнитострикции, гальваномагнитного эффекта и т. п.).
Было также установлено, что на магнитные свойства су-
щественно влияют упругие деформации. Наконец, на ряде
примеров мы убедились, что магнитные свойства ферро-
магнетика весьма существенно зависят от его состава.
Ферромагнетик с желательными магнитными свойст-
вами можно получить, если подбирать соответствующий
химический состав материала, если добиться образования
в поликристаллическом ферромагнетике преимуществен-
ной ориентации кристаллитов (текстуры) путем создания
внутри ферромагнетика ориентированных или равномерно
распределенных упругих напряжений и, наконец, путем
упорядочения расположения атомов различных элементов.
Что касается химического состава, то его роль не вы-
зывает сомнений: ферромагнетики различного химического
состава, естественно, должны обладать различными маг-
нитными свойствами.
Однако известно, что даже ферромагнетики одного и
того же химического состава могут иметь весьма различные
свойства (этот вопрос обсуждался нами при рассмот-
рении влияния упругих напряжений на магнитные свой-
ства).
Роль механической обработки ферромагнитных метал-
лов в основном сводится, во-первых, к получению тексту-
ры, во-вторых, к созданию необходимых упругих напря-
жений. Текстура создается в результате прокатки, про-
тяжки ферромагнетика. Например, установлено, что транс-
форматорная сталь, содержащая от 2,5 до 4,5% кремния,
в результате холодной прокатки и некоторой термиче-
ской обработки оказывается очень сильно текстурирован-
ной. В листе холоднокатаной трансформаторной стали
123
кристаллиты распределены своими кристаллографически-
ми осями не равновероятно по всем направлениям. Ис-
следование текстуры такой стали показывает, что в пло-
скости прокатки кристаллиты устанавливаются плоско-
стью, близкой к диагональной, а в направлении прокатки —
с направлением ребра куба (рис. 122).
Этот факт является очень важным потому, что направ-
ление ребра куба для железа, в
Рис. 122. Преимущественная ориента-
ция кристаллитов в холоднокатаной
трансформаторной стали
том числе и для кремни-
стого (трансформаторной
стали), является направ-
лением легкого намагни-
чивания. Следовательно,
механической и термиче-
ской обработкой можно
сориентировать кристал-
литы внутри листа транс-
форматорной стали наи-
более выгодным образом,
при котором работа на-
магничивания сердечни-
ка трансформатора, т. е.
потери энергии в нем
окажутся наименьшими.
При прокатке никеля
с последующим нагревом
кристаллиты устанавливаются так, что плоскость прокатки
совпадает с гранью куба, а направление прокатки — с на-
правлением ребра куба.
Из приведенных примеров видно, что механической и
термической обработкой ферромагнетика его кристалли-
ты можно ориентировать в некотором преимущественном
направлении.
Кроме того, путем механической и термической обра-
ботки можно изменять величину самих кристаллитов
Как уже указывалось, обычно кристаллиты или зерна
ферромагнитных металлов весьма невелики и видимы толь-
ко под микроскопом. Однако в результате пластических
деформаций с последующим нагревом выше некоторой
температуры происходит рост одних зерен за счет других.
Температура, при которой это происходит, называется
температурой рекристаллизации.
Путем деформации ферромагнетика и нагреванием его
выше температуры рекристаллизации можно получить
124
кристаллиты значительных размеров. В частности, при
холодной прокатке трансформаторной стали с последую-
щей рекристаллизацией получаются очень большие кри-
сталлиты, площадь которых составляет десятки и более
квадратных сантиметров.
Магнитные свойства образцов существенно зависят от
величины зерна. Так, например, крупнозернистый ферро-
магнетик обладает большей магнитной проницаемостью
и меньшей коэрцитивной силой, чем мелкокристалличе-
ский.
В результате механической и термической обработки
ферромагнетика внутри него могут возникнуть большие,
равномерно распределенные по всему образцу напряже-
ния. Такие напряжения получаются, например, при за-
калке стали. Если нагреть обычную углеродистую сталь
до температуры выше 900° С, то решетка ее перестраивает-
ся из кубической объемно-центрированной в кубическую
гране-центрированную. Если теперь медленно охладить
сталь, то решетка снова перестроится в объемно-центри-
рованную. Если же охлаждение провести быстро, напри-
мер, если опускать нагретый образец в холодную воду,
то перестройка произойдет не полностью.
Такая незаконченность перестройки создаст внутри ме-
талла сильные напряжения, которые, как отмечалось,
резко влияют на магнитные свойства. Закалка обычно по-
вышает коэрцитивную силу ферромагнетика.
Если произвести отпуск стали, т. е. подвергнуть ее на-
греву и выдержке при достаточно высокой температуре
в течение длительного времени, то перестройка кристал-
лической решетки закончится, и напряжения в ферромаг-
нетике окажутся снятыми. Это приведет к тому, что обра-
зец станет обладать уже иными магнитными свойствами.
У него, как правило, понизится коэрцитивная сила, уве-
личится магнитная проницаемость.
Современная техника предъявляет к ферромагнитным
материалам разнообразные требования. Так, для изго-
товления постоянных магнитов (например, для магнето)
требуются материалы с высоким значением коэрцитивной
силы. Наоборот, для изготовления сердечников трансфор-
маторов, роторов и статоров моторов и генераторов элект-
рического тока требуются материалы с высокой магнитной
проницаемостью и с наименьшей коэрцитивной силой.
Иногда требуется изготовить материалы с большой и по-
125
стоянкой проницаемостью в некотором интервале полей;
часто требуются ферромагнитные материалы, почти ли-
шенные гистерезиса, или материалы с прямоугольной гис-
терезисной петлей. Иногда возникает необходимость из-
готовить ферромагнитный материал с высокой магнитной
проницаемостью и с определенными требованиями в от-
ношении других свойств, например, с высоким сопротив-
лением или большими значениями магнитострикции. Та-
кие материалы, естественно, можно изготовить, только
зная физику процессов, протекающих в ферромагнетиках.
Большое влияние характера обработки магнитного ма-
териала на его свойства можно проиллюстрировать сле-
дующим примером. Кремнистое железо состава 96,7% же-
леза и 3,3% кремния, подвергнутое холодной прокатке,
имеет начальную магнитную проницаемость 600, макси-
мальную проницаемость 10 000 и коэрцитивную силу
0,2 эрстеда. Если этот материал подвергнуть отжигу при
температуре 1200° С в атмосфере водорода, то его характе-
ристики существенно изменятся. Начальная проницае-
мость окажется равной 1500, т. е. увеличится в два с по-
ловиной раза, в четыре раза возрастет максимальная про-
ницаемость, достигнув 40 000, коэрцитивная сила умень-
шится вдвое и станет равной 0,1 эрстеда. Обработанное
таким образом кремнистое железо называется г а й п е р-
с и л.
На магнитные свойства ферромагнетика иногда весь-
ма существенным образом могут влиять даже небольшие
изменения его химического состава. Так, например, сплав,
носящий название Мо-пермаллоя, имеющий состав —- 16%
железа, 78,5% никеля и 3,8% молибдена, при соответствую-
щей термической обработке имеет начальную магнитную
проницаемость 12 000, максимальную 120 000 и коэрцитив-
ную силу 0,04 эрстеда, тогда как сплав, носящий название
супермаллоя и имеющий состав: железа 15%, никеля 79%
и молибдена 5%, при соответствующей обработке даст
следующие характеристики: начальную проницаемость
100 000, максимальную 900 000, коэрцитивную силу
0,004 эрстеда (см. также табл. 6, стр. 52).
Насколько влияет механическая и термическая обра-
ботка на магнитные свойства материалов, видно из рис. 123,
на котором изображены кривые намагничивания железа
в слабых полях после различных механических и термиче-
ских обработок. Как видно из рисунка, после прокатки
126
железо намагничивается весьма трудно. Это объясняется
отжиг прокатанного материа-
18
большими напряжениями, возникшими в материале при
его прокатке. Обычный <
ла при температуре 900° С
значительно облегчает про-
цесс намагничивания желе-
за, так как при этой тем-
пературе снимаются [воз-
никшие в металле напря-
жения. Если отжиг прово-
дить в атмосфере водорода
при 1400° С, то магнитные
свойства изменяются еще
больше. Намагниченность
ферромагнетика становится
весьма значительной даже
в очень слабых полях, сос-
тавляющих доли эрстеда.
Таким образом, знание
физических процессов, про-
текающих в ферромагнетике при различной его обработке,
-"э
Рис. 123. Кривые намагничивания
железа при различной обработке:
1 — после прокатки: 2 — после обыч-
ного отжига при 900° С; 3 — после
отжига при 1400° С в водороде
позволяет производить для технических нужд магнитные
материалы с самыми разнообразными свойствами.
HeKOtno/ibie магнитные лсшке/шалы
В современной технике используется большое
количество самых разнообразных магнитных материалов,
исчисляемое миллионами тонн ежегодно. Поэтому при пла-
нировании производства того или иного сорта электротех-
нического материала нужно учитывать не только его маг-
нитные свойства, но и экономичность его производства.
Например, для силовых трансформаторов можно исполь-
зовать высококачественные магнитные сплавы, что сде-
лает трансформаторы значительно более совершенными.
Однако это приведет к весьма высокой стоимости транс-
форматоров, к невозможности изготовления их в необ-
ходимых для народного хозяйства количествах. Поэтому
производство различных магнитных материалов должно
отвечать требованиям не только техники, но и экономики.
127
Как указывалось выше, современные магнитные ма-
териалы делятся па два класса: па магпитомягкпе и маг-
нитожесткие.
Чистое железо является мягким магнитным материалом
и как электротехнический магнитный материал исполь-
зуется преимущественно в тех случаях, когда необходимо
получить большие значения намагниченности и, следова-
тельно, высокие значения магнитной индукции. В частно-
сти, чистое железо употребляется для изготовления сер-
дечников электромагнитов. Для изготовления сердечни-
ков трансформаторов, роторов и статоров динамомашин
и электромоторов чистое железо употребляется мало, так
как оно обладает незначительным сопротивлением, что
приводит к высоким потерям энергии на вихревые токи
Фуко.
В этих случаях используют железокремнистые сплавы.
Целесообразность применения железокремнистых спла-
вов основана на том, что при добавке к железу небольшого
количества кремния (2—5%), магнитная проницаемость
железа увеличивается, намагниченность насыщения из-
меняется незначительно, коэрцитивная сила становится
меньше. Добавки кремния значительно повышают сопро-
тивление железа, что приводит к резкому снижению по-
терь энергии на токи Фуко.
Благодаря этим качествам железокремнистые сплавы
нашли широкое применение в технике. Весьма распростра-
нены в настоящее время сплавы пермаллойного класса.
Под сплавами пермаллойного класса понимают железо-
никелевые сплавы с процентным содержанием никеля от
60 до 85%. Эти сплавы обладают исключительно высокими
значениями как начальной, так и максимальной магнит-
ной проницаемости. Они употребляются в радиопромыш-
ленности, в специальных высокочувствительных прибо-
рах и пр.
Широко применяемая в настоящее время термомаг-
нитная и термомеханическая обработка этих сплавов
приводит к исключительно высоким значениям магнит-
ной проницаемости. Так, если нагреть пермаллой и затем
охладить его в магнитном поле, то значения проницае-
мости возрастут во много раз.
На рис. 124 приведены значения магнитной прони-
цаемости железо-никелевых сплавов при обычной обра-
ботке и при охлаждении их в магнитном поле. Видно, что
128
при содержании никеля от 60 до 85% значения магнитной
проницаемости очень велики и что они особенно возра-
стают при термомагнитной обработке сплавов.
Большим недостатком сплавов пермаллойного класса
для работы на высоких частотах является их относительно
малое сопротивление. В настоящее время стали приме-
нять измельченный пермаллой, который затем прессуется
при температуре около 650° С. Порошкообразный пермаллой
Рис. 124. Значения максималь-
ной магнитной проницаемости
железо-никелевых сплавов в за-
висимости от состава при раз-
личных термообработках:
I — после охлаждения в магнитом
поле; 2 — после быстрого охлаж-
дении в магнитном поле; 3 — по-
сле медленного охлаждения в от-
сутствие магнитного поля
обладает большим сопротивлением, в согни тысяч раз
превышающим сипрошвление сплошного металла. Однако
у порошкообразного пермаллоя заметно снижаются значе-
ния как начальной, так и максимальной магнитной про-
ницаемости.
Что касается магнитожестких материалов, то, как уже
указывалось, основное требование к ним — большая ко-
эрцитивная сила и большая остаточная намагниченность.
Жесткие магнитные материалы используют для постоян-
ных магнитов, они нашли огромное применение в различ-
ного рода электроизмерительной аппаратуре.
Всего лет 20—25 назад единственными магнитожест-
кими материалами были закаливаемые углеродистые ста-
ли или углеродистые стали с небольшими добавками воль-
фрама, хрома и т. д., так называемые легированные стали.
Углеродистая сталь, используемая для постоянных
магнитов, содержит от 0,6 до 1,1% углерода. При соот-
ветствующей обработке можно получить магнитожесткий
материал с коэрцитивной силой 50 эрстед и остаточной
индукцией около 10 000 гаусс.
9 Л. В. Киренский
129
Легирование вольфрамом (около 6%) или хромом, не
меняя по существу остаточной индукции, повышает ко-
эрцитивную силу до 70 эрстед.
Значительно лучшими свойствами обладают так назы-
ваемые кобальтовые стали. Например, сталь, содержащая
0,7% углерода, 5,0% вольфрама, 4,25% хрома и 40,0%
кобальта, имеет остаточную магнитную индукцию также
в 10 000 гаусс, тогда как величина коэрцитивной силы
достигает 240 эрстед.
Примерно с 1932 г. в качестве магнитожестких материа-
лов стали использовать железо-пикель-алюмиииевые сплавы.
Сплавы эти обладают весьма высокими магнитными
свойствами. Так, сплав альни состава 12*% алюминия,
25% никеля, 63% железа обладает остаточной индукцией
7000 гаусс и коэрцитивной силой 500 эрстед.
Путем термомагнитной обработки некоторых сплавов
удается получить жесткие магнитные материалы с улуч-
шенными качествами. Так, сплав магпико имеет остаточную
индукцию 13 300 гаусс и коэрцитивную силу 580 эрстед.
Все упомянутые выше магпптожесткие материалы об-
ладают большой коэрцитивной силой, потому что процесс
смещения в них затруднен вследствие сильных напряже-
ний, созданных перечисленными выше способами.
Однако процесс смещения между областями спонтан-
ной намагниченности можно исключить, если частицы
ферромагнетика настолько малы, что в них может раз-
меститься всего одна область спонтанной намагничен-
ности. Такне малые частицы называются однодоменными.
Их линейные размеры составляют величину порядка не-
скольких сотен ангстрем.
Если ферромагнетик изготовлен из таких однодомен-
ных частиц, то намагничивания путем смещения границ
быть не может. Вследствие этого материал будет обладать
высокими значениями коэрцитивной силы.
Таким образом, прессованные из мелких порошков
ферромагнетики относятся к группе магнитожестких ма-
териалов. Например, даже такой магнитомягкий мате-
риал, как железо, после измельчения его до однодоменных
размеров и прессовки представляет собой магнитожесткий
материал. Он имеет коэрцитивную силу 500 эрстед и ос-
таточную индукцию 5000 гаусс.
Большой научный интерес представляют ~ некоторые
сплавы, содержащие платину. Например, сплав, состоя-
ло
|ций из 77,8% платины и 22,2% железа, обладает необык-
новенно высокой коэрцитивной силой в 1570 эрстед; сплав,
состоящий из 76,7% платины и 23,3?о кобальта, имеет
коэрцитивную силу 2700 эрстед.
Вообще следует отметить, что теория высококоэрци-
гнвных сплавов еще весьма далека от своего завершения.
Даже механизм намагничивания в высококоэрцитивных
сплавах еще не совсем ясен.
УНонкие фе/г/гбмагншпные
пленки
Тонкие ферромагнитные пленки — это слои фер-
ромагнитных веществ толщиной в несколько микронов
и меньше. В таких пленках своеобразно сочетаются макро-
п микроскопические свойства вещества, поскольку в двух
измерениях пленка представляет собой обычное макро-
скопическое тело, тогда как в третьем измерении она яв-
ляется микроскопическим образованием.
В настоящее время исследованию магнитных свойств
кяжих ферромагнитных пленок уделяется очень много
внимания, особенно в связи с поисками новых элементов
памяти для информационно-логических машин. Элементы
памяти из тонких ферромагнитных пленок, обладающие
одноосной анизотропией, прямоугольными петлями гис-
терезиса, низкими значениями коэрцитивных сил и малы-
ми потерями на перемагничивание, имеют ряд преимуществ,
но сравнению с элементами памяти, выполненными на фер-
ритовых кольцах, свойства которых уже рассматривались
выше.
Преимущества эти заключаются в следующем: 1) вре-
мя перемагничивания тонких ферромагнитных пленок в
десятки, сотни и более раз меньше, чем время перемагни-
чивания ферромагнитных колец. Это дает принципиаль-
ную возможность увеличить в соответствующее число раз
быстроту действия счетно-решающих устройств; 2) малый
объем элементов памяти на тонких ферромагнитных плен-
ках позволяет сосредоточить в небольшом объеме боль-
шую емкость различного рода информаций; 3) элементы па-
мяти на тонких ферромагнитных пленках могут работать
в шачительно большем температурном интервале, чем фер-
9*
131
I К вакуумному
у насосу
Рис. 125. Схема установки
для напыления пленок путем
термического испарения
в вакууме
1—тигель, 2—подложка,
3—пленки, 4—маска, 5—вакуум-
ная камера
ритовые элементы, устойчивы против излучений и могут пе-
реносить значительные ударные и вибрационные нагрузки;
будучи покрыты соответствующим слоем диэлектрика — не
боятся влажности; 4) применение
тонких магнитных пленок в счет-
но-решающих устройствах допу-
скает принципиальную возмож-
ность автоматизации производ-
ства самих этих устройств, с
применением единого технологи-
ческого процесса.
11з сказанного следует, что
получение топких ферромагнит-
ных пленок и изучение
зических свойств — не
интересная научная, но
тически важная задача.
Физические свойства
ферромагнитных пленок сущест-
венно зависят от их химическо-
го состава и толщины, а также
от технологии их получения.
Следует отметить, что до сих пор
не существует еще достаточно хо-
рошо разработанной технологии
получения тонких ферромагнит-
ных пленок с заданными магнитными свойствами.
их фп-
только
и прак-
тонких
Обычно тонкие ферромагнитные пленки получают ме-
тодами электролитического или химического осаждения
или путем напыления в вакууме на стеклянную, слюдя-
ную или металлическую подложку.
В настоящее время наибольшее распространение по-
лучил метод напыления в вакууме, причем механически
прочные и химически устойчивые пленки получаются в
том случае, если напыление производится на тщательно
очищенную и подогретую до 300—400° С подложку. На-
пыление может быть осуществлено различными способа-
ми, например, путем испарения металла из тугоплавкого
разогретого тигля. Схема установки для получения топ-
ких ферромагнитных пленок путем термического испаре-
ния в вакууме представлена на рис. 125.
Тонкие ферромагнитные поли кристаллические пленки
обладают, как правило, одноосной анизотропией, вели-
132
чина которой не связана непосредственно с магнитной
кристаллографической анизотропией вещества, из кото-
рого изготовлена пленка.
Как показали детальные исследования, величина одно-
осной анизотропии поликристаллических пленок суще-
ственно зависит от
двух факторов: во-
первых, от магнитно-
го поля, наложенного
в момент образования
пленки, и, во-вторых,
от величины угла на-
пыления, т. е. от угла
падения атомного пуч-
Рис. 126. Возникновение волокнистой
структуры при «косом» напылении
ка на подложку.
Анизотропия, полученная в результате «косого» напы-
ления,— устойчива и, как правило, остается неизменной
при различной последующей обработке пленок.
Установлено, что пленки, полученные при косом па-
дении атомного пучка, обладают волокнистой кристалли-
Рис. 127. Зависимость магнит-
ной анизотропии, возникающей
при «косом» напылении от угла
падения атомного пучка на под-
ложку
ческой структурой и ось лег-
кого намагничивания устанав-
ливается вдоль волокон. Воз-
никновение такой структуры
объясняется тем, что первые
атомы, попавшие на подлож-
ку, оказывают экранирующее
действие некоторой части по-
верхности подложки в плос-
кости падения атомного пучка
(рис. 126).
Очевидно, величина анизо-
тропии, возникающая в ре-
зультате косого напыления,
должна зависеть от угла па-
дения атомного пучка на под-
ложку и при некотором зна-
оказаться максимальной. Дей-
чснии этого угла должна
ствительно, величина анизотропии, обусловленная ко-
сым падением атомного пучка на подложку, растет с уве-
личением угла падения и при угле падения—60' оказывается
максимальной. С дальнейшим увеличением угла па-
дения величина анизотропии падает и при угле падения,
133
Рис. 128. Типичные петли гистерезиса пермаллоевой пленки:
а — в направлении легкой оси намагничивания; 6 — в направлении
трудной оси намагничивания
несколько превышающем 70° С, становится равной нулю.
При дальнейшем увеличении угла падения ось легкого на-
магничивания совпадает с плоскостью падения атомного
пучка (рис. 127).
При нормальном падении атомного пучка на подложку
магнитная анизотропия может быть вызвана магнитным
полем, наложенным в процессе напыления. В этом случае
анизотропия носит название наведенной или и н-
дуктпровал ной анизотропии, причем ось легкого
намагничивания оказывается всегда направленной вдоль
приложенного в процессе напыления магнитного поля. На-
веденная анизотропия обычно в десятки и сотни раз меньше
максимального значения анизотропии, полученной в ре-
зультате косого напыления.
При достаточно длительном отжиге в вакууме при тем-
пературе выше 300° С с наложением магнитного поля, не
совпадающего с осью легкого намагничивания пленки,
легкая ось изменяет свое направление и ориентируется
вдоль магнитного поля, приложенного в процессе отжига.
Так как топкие поликристаллические ферромагнитные
пленки одпооспы, гистерезисные петли вдоль оси легкого
намагничивания у них оказываются прямоугольными.
На рис. 128 изображены осциллограммы типичных петель
гистерезиса пермаллоевых поликристаллических пленок
вдоль осп легкого (о) и вдоль осп трудного (б) намагничи-
вания.
Для минимальной затраты энергии па перемагничива-
ние добиваются получения пленок с возможно малыми зна-
чениями коэрцитивной силы. Известно, что в массивных по-
лпкристаллнческпх ферромагнетиках, лишенных тексту-
ры, коэрцитивная сила тем больше, чем больше абсолют-
ные значения константы магнитной анизотропии и магни-
тострикции. Указанное правило в какой-то мере соблю-
134
дается и для тонких поликристаллических ферромагнит-
ных пленок. На рис. 129 представлены кривые зависимо-
сти величины константы магнитной анизотропии и магни-
тострикции железо-никелевых сплавов от их состава. Как
видно из приведенных кривых, константа магнитной ани-
зотропии обращается в нуль для сплава, содержащего
72% Ni и 28% Fe, а магнитострикция становится равной
пулю для сплава, содержащего 81% Ni и 19% Fe. В соот-
ветствии с этими данными для получения низкокоэрцитив-
иых пленок используют сплавы, содержащие около 80%
никеля.
Процесс перемагничивания тонких ферромагнитных
пленок может осуществляться как зарождением доменов
обратной намагниченности и смещением их границ, так и
путем вращения векторов намагниченности отдельных
частей пленки или же всей пленки в целом. В последнем
случае процесс вращения называется однородным. Как
показывают теоретические исследования, перемагничива-
ние с помощью однородного вращения должно происхо-
дить за предельно короткие промежутки времени — в не-
сколько наносекунд (1 наносекунда 10 е сек).
Рис 129. Константа анизотропии (а) и магнитострикция
насыщения (б) жепезо-никелевых сплавов в зависимости
от состава
В настоящее время теория однородного вращения век-
тора намагниченности как для одноосных, так и для дву-
осных пленок достаточно хорошо разработана. Построен-
ные теоретические петли гистерезиса в легком и трудном
направлении представлены на рис. 130. Как показывает
135
расчет, коэрцитивная сила
Нс = ~ , (36)
1 S
где К — константа магнитной одноосной анизотропии и
поле анизотропии
Hk = (37)
1S
равны друг другу. Заметим, что в случае неоднородного
вращения и при смещении границ указанное равенство
Рис. 130. Теоретические пет-
ли гистерезиса для одноос-
ных пленок при перемагни-
чивании однородным враще-
нием:
а — в направлении ле>кой осн
намагничивания; б — в направ-
лении трудной осн намагничи-
вания
может и не иметь места. Из сравнения рис. 128 и 130 вид-
но, что в пермаллоевых пленках перемагничивание осу-
ществляется в значительной мере вращением вектора на-
магниченности, хотя вращение это явно неоднородное и
возможны процессы смещения границ.
При исследовании доменной структуры топких ферро-
магнитных пленок, как и в случае массивных ферромагне-
тиков, могут быть использованы методы порошковых фи-
гур и магнитооптический эффект Керра. Для достаточно
тонких пленок (толщиной менее 1000 А) можно исполь-
зовать, как указывалось выше, магнитооптический эффект
Фарадея и методы электронной микроскопии.
В настоящее время методы электронной микроскопии
исследования доменной структуры тонких ферромагнит-
ных пленок получили широкое распространение. С помо-
щью электронного микроскопа могут быть выявлены
как сами домены, так и их границы, причем независимо от
направления поворота вектора намагниченности в гранич-
ном слое соседние граничные слои оказываются попере-
менно темными и светлыми, что легко попять, рассмотрев
ход пучка электронов через пленку, разбитую на домены
(рис. 131).
136
В самом деле, пусть на пленку, перпендикулярно ее
поверхности, падает параллельный пучок электронов. На
рис. 131 изображены три домена, разделенные двумя 180-
градусными границами 1 и 2. В крайних доменах вектор
намагниченности направлен за плоскость чертежа, в сред-
нем домене — в направлении к читателю. Пользуясь из-
вестным правилом левой руки, легко убедиться, что про-
ходя сквозь пленку, электроны будут отклоняться так.
Рис. 131 Электронно-микроскопическое вы-
явление граничных слоев в тонких ферро-
магнитных пленках
как это показано па рисунке, т. е. крайние домены будут
отклонять электроны влево, средний домен — вправо. На
экран АВ, таким образом, электроны под граничным сло-
ем 1 не попадут и его изображение будет темным; под гра-
ничным слоем 2, наоборот, попадет избыточное (в сравне-
нии с другими участками пленки) число электронов и изоб-
ражение границы 2 будет светлым. Таким образом оказы-
вается возможным выявлять граничные слои доменов и
вести исследования доменной структуры топких ферро-
магнитных пленок.
Как показывают исследования динамики доменной
структуры в магнитном поле, намагничивание и перемаг-
ничивание тонких ферромагнитных пленок происходит
несколько иначе, чем массивных ферромагнитных кристал-
лов, причем характерной чертой изменения доменной
структуры в магнитном поле является ее необратимость.
В массивных ферромагнитных образцах процесс сме-
щения границ может быть как обратимым, так и необра-
137
тимым. В случае обратимости междоменная граница при
увеличении поля плавно движется в одну сторону, при
уменьшении поля — в другую. В случае необратимости
движение границ становится скачкообразным и иногда
сопровождается перестройкой всей доменной структуры,
о чем говорилось выше. Однако в массивных ферромагне-
тиках п в этом случае, хотя и с некоторым отставанием,
все же происходит восстановление доменной структуры
с изменением направления роста магнитного поля.
В тонких ферромагнитных пленках, как правило,
дело обстоит иначе. На рис. 132 изображена. доменная
структура кобальтовой пленки толщиной 1200 А. Струк-
тура эта была получена путем многократного наложения
знакопеременного поля с убывающей амплитудой. Пред-
варительно пленка намагничивалась до насыщения в на-
правлении оси легкого намагничивания магнитным по-
лем +56 эрстед. Вся пленка представляла собой, таким
образом, один «светлый» домен. При уменьшении магнит-
ного поля до пуля поле оставалось светлым, так как вслед-
ствие прямоугольности петли гистерезиса намагниченность
пленки не изменялась. В случае наложения на пленку по-
ля противоположного направления при некотором зна-
чении поля на светлом фоне возникал темный клин — за-
родыш обратной намагниченности, который увеличивался
с ростом поля и занимал значительную поверхность, огра-
ниченную участками, обозначенными цифрами 1. Такой
домен обратной намагниченности был получен в поле
—54 эрстеда. При уменьшении отрицательного поля до
пуля граница домена оставалась неподвижной. При нало-
жении положительного поля в том месте, где возникал
зародыш отрицательной намагниченности, появляется кли-
нообразный зародыш положительной намагниченности и
внутри темного клина рос светлый. В поле, равном +48
эрстед, граница светлого клинообразного домена до-
стигла положений, определяемых цифрами 2. При умень-
шении положительного поля до нуля граница светлого
клинообразного домена оставалась неподвижной. При по-
следующем наложении соответственно полей в —47 и +43
эрстеда получались новые клинообразные домены внутри
прежних.
Из сказанного вытекает, что доменная структура топ-
ких ферромагнитных пленок существенно зависит от спо-
соба изменения поля. На рис. 133 показана доменная струк-
138
тура железной пленки при размагничивании ее под различ-
ными углами к оси легкого намагничивания. Как видно
пз этого рисунка, доменная структура при размагничива-
нии под различными углами оказывается совершенно раз-
личной.
На рис. 134 показан процесс намагничивания вдоль
легкой оси топкой железной пленки путем смещения гра-
ниц. Светлые домены растут за счет темных. При намагни-
чивании под углом к оси легкого намагничивания намаг-
ничивание осуществляется не только путем смещения
границ, но и перестройки доменной структуры (рис. 135).
В отсутствие поля доменная структура топких ферро-
магнитных пленок обладает высокой температурной ста-
бильностью. На рис. 136 показана доменная структура
железной пленки толщиной 1600 А при различных темпе-
ратурах (от —100 до +650 °C). Как видно из рисунка,
в исследованном интервале температур доменная струк-
тура не изменяется, что весьма важно при использовании
топких ферромагнитных пленок в счетно-решающих си-
стемах.
Что касается граничных слоев, то в достаточно толстых
пленках они ничем не отличаются от граничных слоев в
массивных монокристаллах. В таких граничных слоях
вектор намагниченности остается в плоскости граничного
слоя и в центральной его части оказывается направлен-
ным перпендикулярно поверхности пленки. Такие грани-
цы называют границами Блоха.
В очень тонких ферромагнитных пленках вектор намаг-
ниченности в граничном слое все время остается в плоско-
сти пленки, медленно поворачиваясь на 180° в случае ан-
ти параллельных доменов. Такие границы получили на-
звание границ Нееля.
При промежуточных толщинах (для пермаллоевых пле-
нок от 900 до 400 А) структура граничных слоев оказывает-
ся более сложной. На них появляются короткие попереч-
ные линии, а сами границы часто называют граница-
ми с поперечными перевязками. Такне
। раницы, выявленные методом порошковых фигур, пока-
заны на рис. 137.
Монокристаллические ферромагнитные пленки. По-
скольку используемые практически поликрнсталлические
пленки представляют собой конгломерат большого числа
хаотично ориентированных кристаллитов, то для позна-
139
Рис. 132. Доменная структура кобальтовой пленки
Рис. 133. Доменная структура тонкой ферромагнитной пленки при ее
размагничивании под различными углами к оси легкого намагничи-
вания (направление осей легкого намагничивания показано стрелками)
Рис. 134. Намагничивание тонкой ферромагнитной пленки путем сме
щения доменных границ
Н О 12,6 13,5
14J 15 з
Рис. 135. Намагничивание под углом к легкой оси (перестройка домен-
ной структуры)
Рис. 136. Доменная структура тонкой железной пленки при различных
температурах:
а — 100; б — 200; в — 250; г — 350; д — 500; е — 650° С
Рис. 137. Границы с попереч-
ными перевязками, выявленные
методом порошковых фигур (а),
расшифровка граничной струк-
туры (б)
занных пятен и четкость
ния свойств таких пленок со-
вершенно необходимо знание
свойств монокристаллических
пленок, подобно тому, как
познание свойств поликри-
сталлических массивных фер-
ромагнетиков невозможно без
тщательного изучения фи-
зических свойств массивных
ферромагнитных монокри-
сталлов.
Монокристаллические фер-
ромагнитные пленки могут
быть получены при напылении
ферромагнитного материала
па монокристаллическую под-
ложку, чаще всего на свежий
скол каменной соли. В опре-
деленных условиях при таком
напылении можно получить
достаточно совершенный мо-
нокристалл.
На рис. 138 изображе-
на электронограмма пленки
железа, полученной напыле-
нием на кристалл каменной
соли. Отсутствие дуг, разма-
полученпых рефлексов свиде-
тельствуют о том, что пленка действительно монокристал-
лична. Для исследования доменной структуры или для
получения электронограммы, пленку отделяют от подло-
жки путем растворения подложки в воде.
На рис. 139 показана доменная структура монокристал-
лической пленки железа, электронограмма которой пред-
ставлена на рис. 138.
На рисунке четко видны изображения граничных слоев,
причем «светлые» и «темные» границы чередуются.
Исследование анизотропии монокристаллических пле-
нок железа показало, что в плоскости пленки образуются
не одна, как в случае поликристаллических пленок, а две
взаимно перпендикулярные оси легкого намагничивания,
направленные вдоль ребра куба, так как это и должно
быть в монокристалле железа. Интересно отметить также,
142
что и величина константы анизотропии оказывается чис-
ленно такой же, как и в случае массивного монокристал-
ла, и практически не зависит от магнитного поля, прило-
женного в момент напыления.
Как было указано выше, поликристаллические пленки
обладают одной осью легкого намагничивания. Однако
Рис. 138 Электронограмма
монокристаллической желез-
ной пленки
Рис. 139. Доменная структура
тонкой монокристаллической
железной пленки «Светлые» и
«темные» доменные границы —
чередуются
эта ось легкого намагничивания является некоторой усред-
ненной для всей массы образца. В отдельных участках плен-
ки направление легкой оси может несколько отклоняться
от оси легкого намагничивания пленки в целом. Это мо-
жет быть вызвано различной ориентацией легких осей в
разных кристаллитах, различными напряжениями в раз-
ных участках пленки. Такой разброс направлений лег-
ких осей и связанные с ним локальные отклонения вектора
намагниченности от направления легкой оси пленки по-
лучили название дисперсии анизотропии. Отклонения век-
тора намагниченности от направления легкой оси хорошо
выявляются с помощью электронной микроскопии. В этом
случае электронно-микроскопическое изображение домена
в обычной поликристаллической пленке существенно от-
личается от изображения домена в достаточно совершенной
монокристаллической пленке. На поверхности домена в
оликристаллической пленке видна рябь, которую часто
азывают «подструктурой» или «тонкой структурой» до-
143
Рис. 140. Линии «ряби» в домеие кобальтовой поликристалла
ческой пленки
менов. На рис. 140 представлено электронно-микроскопиче-
ское изображение части домена кобальтовой поликристал-
лической пленки.
Вектор намагниченности в любой точке пленки направ-
лен перпендикулярно линиям ряби, происхождение ли-
ний ряби ясно из рис. 141.
На рис. 142 представлена доменная структура поликри-
сталлической никелевой пленки. На этом рисунке хорошо
видны чередующиеся «светлые» и «темные» граничные слои,
между которыми располагаются домены. Сильная рябь
свидетельствует о том, что вектор намагниченности внут-
ри домена довольно сильно отклоняется от точки к точке.
Граничные слои в основном 180-градусные.
144
На рис. 143 показана доменная структура поликристал-
лнческой пленки железа. На рисунке хорошо видны гра-
ничные слои чередующейся цветности. По направлениям
линий ряби отчетливо видно, что в данном случае границы
МО-градусные *.
Доменная структура (рис. 143), выявленная магнито-
оптическим методом, напоминает шахматную доску и по-
тому получила название «структуры шахмат-
ной доски».
Рис 141 Происхождение линий ряби
При напылении на кристаллическую подложку моно-
кристаллические пленки получаются далеко не всегда,
а лишь при соблюдении определенных технологических
условий. Меняя эти условия, можно получать пленки с
различной взаимной ориентировкой кристаллитов. Как
показывают исследования таких пленок, подструктура
наиболее резко выражена в поликристаллических пленках
с хаотично ориентированными кристаллитами. При незна-
чительной разориентировке кристаллографических осей
кристаллитов относительно друг друга подструктура вы-
является менее четко и, наконец, в совершенном кристал-
ле отсутствует вовсе.
Процесс перемагничивания тонких ферромагнитных
пленок в зависимости от их строения и скорости нараста-
ния поля осуществляется различно. В относительно сла-
1 Напомним еще раз, что вектор намагниченности в доменах на-
правлен перпендикулярно линиям ряби.
10 Л. В Киренский
145
Рис. 142 Доменная структура полпкристаллпческой ппкелевой пленки,
выявленная электронно-микроскопическим методом
бых и медленно нарастающих полях существенную роль
играют процессы смещения границ, в более сильных и
быстро нарастающих полях перемагничивание осущест-
вляется неоднородным (некогерентным) вращением векто-
ров намагниченности отдельных участков пленки вслед-
ствие дисперсии легких осей; в ряде случаев перемагничи-
вание пленки может быть осуществлено также однородным
(когерентным) вращением.
Как показали исследования последних лет, скорость
перемагничивания пленки путем смещения границ осу-
ществляется относительно медленно и составляет единицы
микросекунд. В случае некогерентного вращения время
перемагничивания в десятки и сотни раз меньше. При ко-
герентном вращении скорость перемагничивания оказы-
вается очень большой и время перемагничивания состав-
ляет единицы наносекунд.
146
Рис 143. Доменная структура поликристаллической пленки железа
Время перемагничивания значительно уменьшается,
если перемагничивающаяся пленка помещается в по-
стоянное магнитное поле, направленное перпендикулярно
перемагничивающему. На рис. 144 показаны графики за-
висимости величины обратной времени перемагничивания
от напряженности перемагничивающего поля для пер-
маллоевой пленки при различных значениях поперечного
постоянного поля, выраженных в относительных величинах
Н.
= (38)
где Н( — величина постоянного поперечного поля, Hh —
иоле анизотропии. Из рисунка видно, что при любом из
приведенных значений ht кривая разбивается на три части.
10»
147
Наименьшие значения — и, следовательно, скорости
перемагничивания соответствуют процессу смещения
1 „
границ, промежуточные значения —----неоднородному вра-
1
щению и, наконец, наибольшие значения — , т. е. наиболь-
шие скорости перемагничивания, соответствуют однород-
ному вращению. Из этого же рисунка видно, что при
Н, эрстед
Рис. 144. Зависимость обратного вре-
мени перемагничивания пермаллоевой
пленки от напряженности магнитного
поля Н при различных значениях по-
перечного постоянного поля:
1 — область смещения границ; 2 — об-
ласть неоднородного вращения: 3 — об-
ласть однородного вращения
одних и тех же значениях перемагничивающего поля с
ростом постоянного перпендикулярного поля скорость пе-
ремагничивания возрастает.
Многослойные ферромагнитные пленки. Интересные тех-
нические возможности открываются при использовании
многослойных ферромагнитных пленок. Такие пленки мо-
гут быть получены путем последовательного напыления
ферромагнитных и неферромагнитпых слоев. Физические
свойства таких многослойных систем могут существенно
отличаться от физических свойств отдельных пленок.
На рис. 145 представлена петля гистерезиса многос-
лойной (в данном случае трехслойной) пленки, магнит-
ные слои которой существенно отличаются друг от дру-
га по величине коэрцитивной силы. Как видно из при-
веденного рисунка, такая петля обладает не двумя, а зна-
чительно большим числом устойчивых состояний суммар-
ного вектора намагниченности. Более того, по желанию
можно, не перемагничивая всю систему, перемагничивать
одну, две и т. д. пленки в последовательности, соответст-
148
вующей возрастающим значениям коэрцитивных сил пе-
ремагничиваемых пленок.
Интересно отметить, что при образовании многослой-
ных пленок коэрцитивные'-силы их слоев могут сущест-
венно отличаться от коэрцитивных сил однослойных пленок
а б в
Рис. 145. Петля гистерезиса трехслойной пленки. Перемаг-
ничиваются:
а — три слоя; б — два слоя; в — один слой
того же состава и толщины. На рис. 146 показана осцил-
лограмма петли гистерезиса двухслойной пленки при ее
полном перемагничивании (а) и при перемагничивании
лишь низкокоэрцитивного слоя (б). На том же рисунке
а б в<
Рис. 146 Петли гистерезиса двухслойной пленки:
а — полное перемагничивание; б — перемагничивание только нпзкокоэрци-
тивного слоя; в — петля гистерезиса однослойной высококоэрцитивной плен-
ки; е — низкокоэрцитивной пленки
представлены гистерезисные петли однослойных пленок
той же толщины и состава, что и в двухслойной системе
для высококоэрцитивного (в) и низкокоэрцитивного (г) слоев.
Как видно из приведенного рисунка, коэрцитивные силы
пленок, образующих многослойную систему, оказываются
значительно меньше коэрцитивных сил однослойных пле-
нок того же состава и толщины.
На рис. 147 представлен график зависимости коэрци-
тивной силы низкокоэрцитивного слоя от толщины высоко-
коэрцитивного слоя. Как видно из приведенного рисунка,
149
при некоторой толщине высококоэрцитивного слоя наблю-
дается довольно глубокий минимум коэрцитивной силы
низкокоэрцитивного слоя, что может иметь большое прак-
тическое значение.
Как показали детальные исследования, такое снижение
коэрцитивных сил пленок в многослойных пленочных си-
стемах с пленками относительно малых толщин (меньше
Рис. 147. Зависимость коэрцитивной силы Нс низко-
коэрцитивного слоя двухслойной пленки от толщины
высококоэрцитивного слоя
2000 А) объясняется локальным взаимодействием отдель-
ных участков пленок. Вследствие различного рода неод-
нородностей в каждой из пленок возникают локальные
поля рассеяния, которые облегчают в соседней пленке
образование зародышей перемагничивания (рис. 148).
Если пленки достаточно толстые, то между ними воз-
никает обычное макроскопическое взаимодействие, как
между двумя близко расположенными друг к другу маг-
нитными стрелками. Такие двухслойные пленки удобно
использовать для создания элементов с неразрушающей-
ся памятью.
В самом деле, пусть мы имеем систему из двух, близко
расположенных друг к другу пленок достаточной тол-
щины (рис. 149). Пусть пленка 2 — высококоэрцитивная
и при ее намагничивании до насыщения вторая пленка
оказывается в ее поле, по напряженности превосходящем
коэрцитивную силу этой низкокоэрцитивной пленки 1.
Тогда, если пленка 2 намагничена слева направо,то, как
150
это видно из приведенного рисунка, пленка 1 будет намаг*
ппчена справа налево.
Высококоэрцитивная пленка является запоминающей,
пизкокоэрцитивная — считывающей. Если приложить им-
пульсное магнитное поле на считывающую пленку в на-
правлении, обратном ее намагниченности, то она перемаг-
нитится и в охватывающем ее витке возникнет импульс
Рис. 148. Локальные поля рас-
сеяния облегчают возникнове-
ние зародышей обратной намаг-
ниченности
тока. По прекращении действия перемагничивающего по-
ля пленка 1 вернется в исходное состояние под влиянием
магнитного поля пленки 2. Такая система из двух пленок
носит название б и к о р. Оказывается, перемагничива-
ние в бикоре протекает за очень малый промежуток вре-
мени — порядка десятых долей наносекунды.
Рис. 149. Би кор
В настоящее время в технике СВЧ для создания раз-
личного рода антенно-волноводных устройств широко ис-
пользуются ферриты. Однако в ряде случаев использо-
вание ферритовых устройств сверхвысокочастотного диа-
пазона становится неудобным из-за больших габаритов,
высокой управляющей мощности и, главное, малого быст-
родействия. Таким образом, дальнейшее развитие техники
СВЧ связано с поиском и разработкой новых материалов,
которые позволили бы создать устройства, лишенные ука-
занных недостатков.
Тонкие ферромагнитные пленки, обладающие значи-
тельно более высокими скоростями перемагничивания и
значительно меньшими объемами, чем ферритовые эле-
менты, являются перспективными материалами в технике
СВЧ, однако их использование встречает ряд трудностей,
так как при малой толщине пленок не получается доста-
151
точного по величине эффекта, а простое увеличение тол-
щины пленок не может быть использовано из-за поверх-
ностных эффектов.
В качестве выхода из создавшегося положения можно
указать на возможность использования многослойных
пленок.
На рис. 150 приведены зависимости коэффициентов про-
хождения Р и отражения R СВЧ-энергии в зависимости от
толщины пермаллоевой (17% Fe, 80% Ni, 3% Мо) пленки.
Рис. 150 Сравнение прохождения СВЧ-энергии
через однослойную и многослойные пленки
Как это видно из рисунка, прохождение СВЧ-энергии
через ферромагнитную пленку значительно уменьшается
с увеличением толщины пленки, а при толщине около
10 000 А электромагнитная СВЧ-волна через металличе-
скую пленку практически не проходит.
В центре рисунка, в увеличенном по оси ординат масш-
табе, приведена часть кривой зависимости прохождения
СВЧ-энергии (кривая Р) в зависимости от толщины в об-
ласти больших толщин. Здесь же для сравнения показа-
ны точки 1 и 2, характеризующие значение коэффициентов
прохождения для двух многослойных пленок. Точка 1
дает значение коэффициента прохождения для многослой-
ной системы из десяти слоев ферромагнитного металла
(17% Fe, 80% Ni, 3% Mo) по 1000 А каждый, изолирован-
ных друг от друга слоем кварца толщиной 1000 А. Точ-
ка 2 дает значение коэффициента прохождения для мно-
152
послойной системы, состоящей из 40 слоев (по 500 А) того
же состава, изолированных друг от друга слоем кварца
по 1000 А. Таким образом, несмотря на то что суммарная
толщина слоев в первом случае равна, а во втором случае
вдвое превышает толщину однослойной пленки, коэффи-
циенты прохождения для многослойных пленок оказывают-
ся значительно более высокими.
Таким образом, «прозрачность» многослойных систем
значительно превышает «прозрачность» однослойных пле-
нок, толщина которых равна суммарной толщине слоев
ферромагнитного металла в многослойной пленочной си-
стеме. Этот факт позволяет надеяться, что многослойные
пленочные системы найдут широкое применение для со-
здания малогабаритных, экономичных и быстродействую-
щих устройств СВЧ диапазона.
Фе/л/гомагньни-ньш /гезонанс
В настоящее время ферромагнетики нашли широ-
кое применение в технике высоких и сверхвысоких частот.
Поведение их в переменных полях очень сложно — оно
связано с движением доменных границ, обратимым и не-
обратимым вращением вектора намагниченности с раз-
личной глубиной проникновения электромагнитной волны
в ферромагнетик.
Однако при наложении достаточно сильного магнитного
поля, в котором доменная структура подавлена и намаг-
ниченность может быть представлена в виде вектора, кар-
тина несколько упрощается.
Как показывает опыт, магнитная восприимчивость фер-
ромагнетиков в переменных полях, вплоть до частот
10я герц, мало чем отличается от магнитной восприимчиво-
сти в медленно меняющихся (квазистатических) полях.
При частотах 1013 герц, т. е. в инфракрасной о5ласти,
магнитная восприимчивость ферромагнетиков практиче-
ски ничем не отличается от магнитной восприимчивости
слабомагнитных тел, т. е. оказывается близкой к нулю.
Таким образом, в интервале частот от 108 до 1013 герц про-
исходит уменьшение магнитной восприимчивости ферро-
магнетиков.
Однако, как показал В. 1\. Аркадьев, спад этот не яв-
ляется плавным. При некоторой определенной (резонанс-
153
ной) частоте наблюдается максимум магнитной восприим-
чивости и соответственно максимальное поглощение энер-
гии сверхвысокочастотного электромагнитного поля. Яв-
ление резонансного поглощения энергии получило на-
звание ферромагнитного резонанса.
Опыты по ферромагнитному резонансу ставятся обыч-
но следующим образом. Ферромагнитный образец в виде
пластинки, шара, эллипсоида или цилиндра помещается
Рис. 151. Установка для изучения Рис. 152. Кривая ферромагнит-
ферромагнитного резонанса ного резонанса
в сильное постоянное магнитное поле Но, в котором обра
зец намагничивается практически до насыщения. Пер-
пендикулярно полю Но накладывается слабое высокоча-
стотное магнитное поле Н___Образец при этом находится
в резонаторе или волноводе (рис. 151).
Если плавно менять частоту высокочастотного поля,
то при некоторой частоте &>0 будет наблюдаться максимум
магнитной восприимчивости образца (рис. 152).
Появление максимума можно пояснить следующим об-
разом. Поскольку ферромагнитный образец находится в
сильном магнитном поле, то все, создающие ферромагне-
тизм, электронные спины направлены одинаково и намаг-
ниченность образца
I = пц (39)
(р. — магнитный момент спина, п — число спинов в едини-
це объема).
В главе 9 указывалось, что магнитный момент как
электронной орбиты, так и спина связан с их механиче-
154
ским моментом, причем для электронной орбиты отноше-
ние магнитного момента к механическому моменту выра-
жается формулой (14), а для электронного спина — фор-
мулой (15). Так как входящий в эти формулы магнетон
Бора равен
h е ,.п.
т
(h — постоянная Планка, е и т — соответственно заряд
и масса электрона, с — численный коэффициент, равный
3-1010), то, учитывая соотношение (40), находим, что от-
ношение магнитного момента к механическому моменту
для электронной орбиты равен
<4|>
а для спина
(xL=-^- <42>
Что же касается ферромагнетика в целом, то, очевидно,
это отношение должно быть записано так:
тг-«(»)- <43>
где g — некоторое число, равное 1 для электронной орби-
ты, и 2 (точнее 2,0023) — для электронного спина. Вели-
чина g — очень важная характеристика и носит название
фактора Ланде (иногда g называют фактором спектроско-
пического расщепления, магнетомеханическим отноше-
нием или просто g-фактором).
Умножая числитель и знаменатель в соотношении (43)
па число носителей магнетизма в единице объема п, по-
лучим
/ = тК, (44)
где К — механический момент единицы объема образца, а
1 = (45)
Таким образом, магнитный момент всего образца связан
с его механическим моментом. Поэтому, если поместить
ферромагнитный образец в сильное постоянное магнит-
ное поле так, чтобы вектор намагниченности составлял
с направлением этого поля некоторый небольшой угол а
155
механическим моментом, то
Рис. 153. Прецессия вектора
намагниченности около маг-
нитного поля
(рис. 153), то возникнет следующая ситуация. Магнитные
силы будут стремиться повернуть вектор намагниченности
в направление поля по кратчайшему пути, и, если бы маг-
нитный момент образца не был связан неразрывно с его
такой поворот, естественно,
осуществился бы. Однако
магнитный вектор неразрывно
связан с механическим момен-
том вращения, поэтому по-
явятся силы, стремящиеся
повернуть также и механиче-
ский момент образца и уста-
новить его вдоль линии поля.
Это приведет к прецессии ме-
ханического момента (вспом-
ним про прецессию волчка,
изложенную в главе 7), а сле-
довательно, и магнитного мо-
мента образца около направ-
ления магнитного поля. Та-
ким образом, магнитный мо-
мент будет прецессировать
около направления поля с не-
которой угловой частотой too,
как это показано на рис. 153.
Если теперь наложить на образец слабое сверхвысоко-
частотное магнитное поле направленное перпендику-
лярно полю Но, и плавно изменять частоту переменного
поля, то при частоте <и0, равной частоте прецессии вектора
намагниченности, возникнет резонансное поглощение элек-
тромагнитной энергии высокочастотного поля, т. е. воз-
никнет явление ферромагнитного резонанса.
Зависимость высокочастотной восприимчивости % от
частоты со определяется формулой
Х =
(46)
где Хо — статическая восприимчивость в поле Но. Из этой
формулы видно, что при приближении значения частоты со
к частоте прецессии о)о величина высокочастотной вос-
приимчивости х резко возрастает. Что касается самой ре-
156
чопансной частоты, то она может быть вычислена по фор-
муле
= Т К [Но + (N„ — Nz) lz\ [Но + (Nx — Nz) lz], (47)
где Ho — по-прежнему сильное постоянное поле, направ-
ленное по оси z; 1 z — слагающая намагниченности вдоль
осп z величина, близкая к спонтанной намагниченности
вещества /g; Nx, N , Nг — размагничивающие факторы
вдоль координатных осей х, у, г.
Рассмотрим некоторые частные случаи, вытекающие
из соотношения (47).
1) Тонкая пластинка. Сильное постоянное поле Ни
лежит в плоскости пластинки вдоль оси г, высокочастот-
ное поле также лежит в плоскости пластинки и направ-
лено по оси х (рис. 154). В этом случае
Д/х = //2 = 0; Wy = 4n.
Подставляя эти значения в общую формулу (47), полу-
чим, что
Wo = Т \^(Hq + 4n/z) Hq,
пли, так как Но + 4л 1г = Вг (В2 — слагающая индукции
Д вдоль оси z), то
“о = Т У BZHO-
(48)
157
2) Тонкая пластинка. Сильное постоянное поле направ-
лено перпендикулярно плоскости пластинки вдоль оси г
(рис. 155), высокочастотное поле лежит в плоскости пла-
стинки и направлено по оси х. В этом случае
^ = ^„ = 0; ЛГ2 = 4л.
Подставив эти значения в формулу (47), получим
<оо = % (Но — 4л/2). (49)
3) Шар. В этом случае
Nx = Ny = A/Z = y л
и, подставляя значения размагничивающих факторов в
формулу (47), получим
«о = хН0-
(50)
4) Бесконечный (достаточно длинный) цилиндр. Силь-
ное магнитное поле направлено вдоль оси цилиндра. Раз-
магничивающие факторы вдоль координатных осей будут
равны
JVx = JV„ = 2rt; Nz = 0,
и из формулы (47) получим, что резонансная частота равна
«о = Г (Но + 2л/2). (51)
С помощью ферромагнитного резонанса можно опре-
делить величину g-фактора. Проще всего это сделать для
образца, имеющего форму шара. В этом случае, согласно
формуле (50), w0 = уЯ0, а поскольку у = g то’ зная
напряженность поля Но и измерив резонансную частоту
<оо, можно определить величину g-фактора.
Необходимо отметить, что величина g-фактора может
быть определена и из магнетомеханических опытов, о ко-
торых говорилось ранее. Исследования показывают,
что g-фактор, определенный с помощью ферромагнитного
резонанса, всегда несколько больше значений g-фактора,
определенного из магнетомеханических опытов. Эта раз-
ница объясняется тем, что в результирующей намагничен-
ности ферромагнетика всегда имеется некоторая примесь
158
Рис. 156.
зафиксировать максимум маг-
орбитального магнетизма. Эта примесь орбитального маг-
нетизма при измерении g-фактора в опытах по ферромаг-
нитному резонансу и в магнетомеханических опытах ска-
зывается по-разному.
В приведенных выше рассуждениях о ферромагнитном
резонансе предполагалось, что образец находится в силь-
ном постоянном поле и в слабом переменном высокочастот-
ном магнитном поле, час-
тота которого медленно
изменяется. Однако прак-
тически бывает значитель-
но удобнее поступать на-
оборот: задавать высокочас-
тотное поле постоянной
частоты и медленно изме-
нять напряженность силь-
ного магнитного поля. Все
приведенные выше форму-
лы остаются справедливы-
ми, причем при некотором
«резонансном» поле можно
нитной восприимчивости (рис. 156).
По приведенным выше формулам резонансной часто-
ты <оо можно определить величину спонтанной намагни-
ченности, практически равную 12. Для этого следует про-
вести измерения резонансной частоты (или резонансного по-
ля), направив Но вдоль плоскости диска (случай 1), а за-
тем провести измерения, направив это поле перпендику-
лярно плоскости диска (случай 2); из полученных значений
по формулам (48) и (49) можно определить у и Iг ~ I.
С помощью ферромагнитного резонанса можно опреде-
лить и величину константы магнитной анизотропии. Как
известно, вектор намагниченности в кристалле стремится
установиться в направлении оси легкого намагничивания,
что эквивалентно некоторому «полю анизотропии», кото-
рое можно выразить через дополнительный размагничи-
вающий фактор в общей формуле для резонансной частоты.
Если определяется величина константы одноосной ани-
зотропии (анизотропия типа кобальта), то проводятся из-
мерения на образце в виде шара. Поле Но ориентируют
.. 2К
вдоль легкой оси и если поле Но > , то для резонанс-
• S
159
пой частоты имеет место равенство
«п = т
(на 4
2К
Л
(52)
что, очевидно, дает возможность определить константу
магнитной анизотропии /(.
С помощью ферромагнитного резонанса может быть
определена константа анизотропии и для кристаллов
(от оси трудного намагничивания)
Рис. 157.
кубической системы. На рис. 157 представлена зависимость
величины резонансного поля от угла 6 между направле-
нием Но и осью (100) в плоскости (НО) для монокристалла
иттриевого феррита — граната. Теоретическая кривая пол-
ностью соответствует энергетической кривой, представ-
ленной на рис. 61, только изображена в обычных (декар-
товых), а не в полярных координатах.
Все приведенные выше рассуждения проводились без
учета явлений затухания. Поэтому величина магнитной
восприимчивости в случае резонанса, как это следует из
формулы (46), должна стать бесконечно большой, что прак-
тически не имеет места. На самом же деле, всегда имеются
процессы затухания, в результате которых вектор намаг-
160
ипченности описывает не просто конус, как это показано
па рис. 153, а конус со все уменьшающимся раствором,
как это показано на рис. 158. Такая прецессия иосит на-
шание затухающей. Если бы не было затухания, то резо-
нансная кривая имела бы бесконечно высокий и предельно
узкий пик при резонансной частоте ы0. В результате же
1агухания не только высота резонансной кривой прини-
мает конечное значение, но и сама резонансная кривая
/
1
Рис. 159. Ширина Д// линии ферро-
магнитного резонанса
Рис. 160. Зависимость шири-
ны линии ферромагнитного
резонанса от среднего разме-
ра величины зерна полиро-
вальной бумаги
становится шире. Поэтому величина затухания в значи-
тельной мере может быть охарактеризована шириной ли-
пин ферромагнитного резонанса А//, измеренной на поло-
вине высоты максимума резонансной кривой (рис. 159).
В теории ферромагнитного резонанса вопрос о ширине
линии резонансного поглощения является одним из наи-
более трудных.
Для различных ферромагнетиков ширина линии фер-
ромагнитного резонанса варьирует в весьма широких
пределах, причем для монокристаллических образцов она
существенно меньше. На ширину линии ферромагнитного
резонанса существенно влияет также обработка поверх-
ности исследуемых образцов; чем лучше обработана по-
верхность исследуемого образца, тем ширина линии
меньше.
На рис. 160 показана кривая зависимости ширины ли-
пни ферромагнитного резонанса иттриевого феррита со
II Л. В. Киренский
161
структурой граната от среднего размера величины зерна
полировальной бумаги.
Как показывает опыт, различного рода неоднородно-
сти внутри образца ведут к уширению линии; наоборот,
всякое улучшение внутренней структуры исследуемого
монокристалла приводит к уменьшению ширины линии
ферромагнитного резонанса.
Ферромагне/пизм
редкоземельных ме/палло(?
В периодической системе элементов Менделеева
в 57-й клетке системы помещено 15 химических элемен-
тов— от 57-го элемента (лантана) до 71-го (лютеция).
Указанные элементы получили название редкоземельных
элементов или лантанидов. Помещены эти элементы в од-
ну клетку системы Менделеева вследствие их весьма схо-
жих химических свойств, определяемых, как известно,
внешними (валентными) электронами.
Следовательно, внешние электронные оболочки у всех
редкоземельных элементов построены одинаково и раз-
ницу в строении электронных оболочек следует искать
где-то глубоко внутри.
Действительно, тщательные исследования позволили
установить конфигурацию электронных оболочек изоли-
рованных атомов редкоземельных элементов. До четвер-
той (М-оболочки) у всех редкоземельных элементов оболоч-
ки заполнены полностью. Начиная же с четвертой оболоч-
ки, их заполнение при переходе от элемента к элементу
происходит не совсем обычно. В табл. 12 приведены дан-
ные об электронных конфигурациях внешних (начиная
с четвертой) электронных оболочек для редкоземельных
элементов.
Как видно из приведенной таблицы, начиная с 58-го
элемента (церия), слои О и Р остаются неизменными и про-
исходит лишь последовательное заполнение подслоя / —
четвертого слоя. Так как наружные оболочки у всех ред-
коземельных элементов построены одинаково, то их хи-
мические свойства оказываются практически одинако-
выми.
162
ТАБЛИЦА 12
Электронные конфигурации внешних оболочек лантанидов
Пор яд- N-оболочка (n = 4) О-оболочка (n = 5) P-обо- лочка (n = 6)
новый номер мент s p d f s p d s
57 Ln 2 6 10 2 6 1 2
58 Се 2 G 10 1 2 6 1 2
59 Рг 2 6 10 2 2 6 1 2
GO Nd 2 6 10 3 2 6 1 2
G1 Pm 2 G 10 4 2 6 1 2
G2 Sm 2 6 10 5 2 G 1 2
63 Eti 2 6 10 6 2 6 1 2
64 Gd 2 G 10 7 2 G 1 2
65 Tb 2 6 10 8 2 6 1 2
G6 Dy 2 G 10 9 2 6 1 2
67 I Io 2 6 10 10 2 G 1 2
68 Er 2 6 10 11 2 6 1 2
(>9 Tu 2 6 10 12 2 6 1 2
70 Yb 2 G 10 13 2 6 1 2
71 Lu 2 6 10 14 2 6 1 2
Незаполненные внутренние оболочки редкоземельных
металлов приводят к тому, что магнитные свойства редко-
хмельных элементов оказываются весьма своеобразными,
а шесть редкоземельных элементов: гадолиний, тербий,
диспрозий, гольмий, эрбий и тулий обладают ферромаг-
нитными свойствами.
Следует отметить, что спиновое упорядочение в редко-
земельных ферромагнетиках существенно отличается от
спинового упорядочения в таких классических ферромаг-
нетиках, как железо, никель и кобальт, в которых обмен-
ные силы устанавливают спины электронов параллельно
ДРУГ другу.
Большим своеобразием отличается и изменение магнит-
ных свойств у всех указанных лантанидов (за исключе-
нием, быть может, гадолиния) с изменением температуры.
Как показывает опыт, с повышением температуры у
Тербия, диспрозия, гольмия, эрбия и тулия наблюдается
1С..Ч
12 Л. В. Кмренский
не одна, а две точки магнитного превращения 01 и 02,
причем при температуре 01 происходит при нагревании
переход из ферромагнитного состояния в антиферромаг-
нитное, а при температуре 02 из антиферромагнитного со-
стояния в парамагнитное.
Интересно отметить, чго антиферромагнитное состоя-
ние может быть «разрушено» наложенным магнитным по-
лем. Это поле, носящее название «критического», растет
с повышением температуры, приблизительно пропорцио-
нально последней. При наложении критического или более
сильного поля антиферромагнитное состояние разрушает-
ся и вещество вновь становится ферромагнетиком, а точка
01 смещается в сторону более высоких температур. При
некотором максимальном критическом поле 01 сов-
падает с 02 и антиферромагнитного состояния вообще не
возникает. В этом случае (при нагревании) при темпера-
туре 02 ферромагнитное состояние, как и у обычных фер-
ромагнетиков, переходит в парамагнитное.
На рис. 161 приведена кривая температурной зависи-
мости удельной (па 1 г вещества) намагниченности моно-
кристалла диспрозия в базисной плоскости, вдоль оси а
в магнитных полях различной напряженности. В отсутст-
вие магнитного поля точка перехода ферромагнетизм —»
—> антиферромагнетизм 0t = 85° К- Магнитное поле, при
котором антиферромагнитное состояние полностью подав-
ляется = 11 000 эрстед.
На рис. 162 показана температурная зависимость кри-
тического поля диспрозия, а на рис. 163 изотермы намаг-
ниченности вдоль оси а. В табл. 13 приведены значения
0!, 02 и для редкоземельных ферромагнетиков.
Изучение магнитной анизотропии редкоземельных фер-
ромагнетиков показало, что их энергия одноосной магнит-
ной анизотропии в области очень низких температур на-
столько велика, что для поликристаллических образцов
диспрозия, гольмия, тербия и тулия насыщение не дости-
гается даже в полях 80 тыс. эрстед.
Интересно отметить, что направление осей легкого на-
магничивания в редкоземельных ферромагнетиках может
быть самым различным и существенно меняется с темпера-
турой. Так, в диспрозии ось легкого намагничивания ле-
жит в базисной плоскости вдоль оси а (рис. 164), в эрбии
и гольмии направлена под углом к гексагональной оси с-
164
Рис. 161. Температурная зависимость удельной на-
магниченности монокристалла диспрозия в базисной
плоскости (вдоль оси а) в различных полях
Рнс. 162. Температурная зависимость критического
поля диспрозия
Рнс. 163. Изотермы намагниченности монокристал-
ла диспрозия вдоль оси а
12*
ТАБЛИЦА 13
Значения Оь 02 и Н™рКС для редкоземельных
ферромагнетиков
Название элемента 0. ° К Oj ° к г, макс нкр эрстед
Диспрозий . . 85 179 11 000
Гольмий . . - 20 133 18 000
Эрбий .... 20 85 18000
Тулий .... 22 60 15 000
Тербий .... 219 230 200
В гадолинии ось легкого намагничивания также направ-
лена под углом к гексагональной оси, зависящим от тем-
пературы. При температуре выше 250° К направление
оси легкого намагничивания сов-
Рис. 164. Направление осей
легкого намагничивания;
/ — у диспрозия; 2 — у эрбия
падает с гексагональной осью
кристалла.
Нейтронографические иссле-
дования, проведенные в послед-
ние годы, показали, что спи-
новая упорядоченность в редко-
земельных металлах может су-
щественно отличаться от спи-
новой упорядоченности в фер-
ромагнетиках группы железа.
У различных редкоземель-
ных ферромагнетиков эта упоря-
доченность различна. Например,
у диспрозия, ниже точки 0г, в
ферромагнитном состоянии на-
блюдается обычное упорядоче-
ние. Спины выстраиваются па-
или гольмия
раллельно оси а в базисной
плоскости. С повышением тем-
пературы в интервале температур от 0t до 02 в антиферромаг-
нитном состоянии спины продолжают оставаться в базисной
плоскости, однако в соседних атомных плоскостях между на-
правлениями спинов образуется угол а, величина которого
возрастает при нагревании от 01 до 02 от 26,5° до 43,2°.
Такая винтообразная спиновая структура носит название
166
геликоидальной и пред-
сывляет собой своеобраз-
ную форму антиферромаг-
нетизма. На рис. 165 пред-
( । нтлены ферромагнитная
(и) и антиферромагнитная
(О) спиновые структуры
диспрозия.
Интересна спиновая
структура гольмия ниже
точки 01, изображенная на
рис. 166. Здесь спины ус
1апавлнваются под углом к
осп с, но, как и в случае
чнепрозия в антиферромаг-
нитном состоянии, в со-
седних атомных плоскос-
ях между направлениями
спинов образуется некото-
рый угол а0- Таким обра-
KIM, в базисной плоскос-
1п результирующей намаг-
ниченности не возникает
п ферромагнетизм гольмия
целиком определяется его
слагающей вдоль гексаго-
нальной оси с. В антифер-
ромагнитном состоянии в
। ольмии устанавливается
обычная геликоидальная
ируктура, подобная анти-
ферромагнитной структуре
диспрозия.
Спиновая структура эр-
бия в ферромагнитном со-
с гоянии такая же, как у
। ольмия. В интервале тем-
ператур от 01 до 0.2 слагаю-
щая вектора намагничен-
ности вдоль гексагональ-
ной оси изменяет свою ве-
личину и знак периоди-
чески (рис. 167).
Рис. 165. Спиновые структуры
диспрозия:
а — ферромагнитная; б — антифер-
ромагнитная
Рис. 166. Спино-
вая структура
гольмия ниже
точки 01
Рис. 167. Спино-
вая структура
эрбия в интер-
вале температур
от 01 до 02
167
Рис. 168. Продольная X ц и поперечная Xj_ магни-
тострикции полнкристаллического диспрозия при
различных температурах
Следует отметить, что геликоидальные структуры на-
блюдаются не только у редкоземельных металлов. Таки-
ми спиновыми структурами обладают, например, многие
сплавы на основе марганца (МпО2; Mnl2; MnAu2 и др.).
В заключение отметим, что магнитострикция ферро-
магнитных лантаноидов необычайно велика. Например,
магнитострикция диспрозия превышает магнитострикцию
железа в 1000 раз.
На рис. 168 даны графики продольной Хц и поперечной
ZL магнитострикции полнкристаллического гадолиния
при различных температурах. Следует отметить, что
хотя данные приводятся для температур не только ниже,
но и несколько выше (ф, вещество находилось в ферро-
магнитном состоянии, поскольку опыты проводились в
полях выше критических.
168
Жагншйная дефектоскопия
Рассмотренные выше магнитные материалы инте-
ресовали нас как электротехнические материалы, удов-
летворяющие тем или иным требованиям. Однако приме-
нение физики магнитных явлений далеко не исчерпывается
|ребованиями электротехники. В самом деле, вся тяжелая
промышленность и ее важнейшее звено — машинострое-
ние используют в огромном количестве стали с разнооб-
разными характеристиками.
При производстве различного рода стальных изделий,
естественно, возникает необходимость контроля их ка-
чества. Применявшиеся в прошлом методы выборочного
контроля не всегда давали положительные результаты.
При выборочном контроле из приготовленной партии бе-
рут несколько изделий наугад, подвергают их контролю,
часто с порчей самих изделий, и на основании получен-
ных данных делают заключение о качестве всей партии.
Совершенно ясно, что при такой проверке часто не
отбраковывались негодные детали, и это приводило к ава-
риям на заводах, фабриках и транспорте, или, наоборот,
отбраковывались полноценные изделия, что приводило
к увеличению издержек производства.
Поэтому перед промышленностью встал вопрос о конт-
роле всех ответственных изделий, чтобы в каждом из них
выявить дефекты, которые могут привести к аварии. Есте-
ственно, что к разрабатываемым методам контроля предъ-
является целый ряд требований. Применяемые методы
контроля должны быть максимально эффективными при
выявлении дефектов, достаточно быстрыми при проверке
деталей массового изготовления, простыми и дешевыми.
Дефекты изделий могут быть как внешними, т. е. вы-
ходящими на поверхность изделия, так и внутренними,
г. е. скрытыми внутри изделия. И те и другие дефекты опас-
ны при выполнении изделием своих функций.
В настоящее время существуют разнообразные методы
контроля для выявления дефектов в изделиях.
Наиболее известными методами контроля являются:
а) Весовой метод, основанный на сравнении
веса детали, не имеющей дефектов (эталона), с весом дета-
лей испытываемых. В случае наличия внутренних пустот,
неоднородностей по объему нт. п. вес испытуемого изде-
лия будет отличаться от веса эталона. Этот метод применим
169
при разбраковке стандартных изделий, однако он не поз-
воляет выявлять мелкие дефекты, а также глубину их за-
легания и распределения по объему.
б) М е т о д сопротивления. Этот метод удо-
бен для изделий постоянного сечения, например для прут-
ков, труб и т. д. Основан он на том, что при пропускании
тока по однородному проводнику одинакового сечения
падение напряжения вдоль проводника будет равномер-
ным по всей его длине. Отступление от равномерного па-
дения напряжения по длине образца указывает на неод-
нородности в проводнике.
в) Рентгеновский метод основан на про-
пускании рентгеновских лучей через изделия. Тела раз-
личной плотности пропускают рентгеновские лучи по-
разному, и это дает возможность выявлять дефекты в
изделиях. Этот метод применяется для контроля очень от-
ветственных деталей, так как он дорог, недостаточно быстр,
требует специального помещения и дорогостоящей аппа-
ратуры.
г) Метод гамма-лучей. В этом методе исполь-
зуется проникающая способность радиоактивного у-излу-
чения. Хотя метод этот в принципе разработан давно, од-
нако широкое его применение началось сравнительно не-
давно в связи с получением искусственных радиоактивных
препаратов. В принципе метод не отличается от рентгенов-
ского метода, но источником проникающего излучения
является не рентгеновская трубка, а радиоактивный пре-
парат, естественный или искусственный.
д) Ультраакустическнй метод основан
па пропускании ультразвуковых волн через испытуемую
деталь. При наличии неоднородностей на границе дефекта
происходит частичное отражение воли, что в проходящем
потоке ультразвуковых волн дает своеобразную «звуко-
вую тень», ио которой и обнаруживают дефекты.
Существуют и другие методы дефектоскопии, каждый
из которых имеет свои преимущества и недостатки.
Магнитный метод обнаружения дефектов, так назы-
ваемую магнитную дефектоскопию, начали
разрабатывать с 30-х годов нашего столетия. Основана
она на следующем. Нарушение однородности в образце
ведет к нарушению в нем однородности магнитных свойств.
Поэтому, если намагнитить деталь, не имеющую дефекта,
то силовые линии в ней пойдут равномерно; если же в де-
по
тали имеется дефект, то вследствие различия магнитной
проницаемости дефекта и изделия силовые линии пойдут
иначе (рис. 169). Над дефектом на поверхности образца
возникает поле рассеяния, или поле дефекта, по которому
и обнаруживается сам дефект.
Для обнаружения дефекта магнитным методом испыты-
ваемое изделие сначала намагничивают, а потом после
обнаружения полей рассеяния отыскивают в них дефекты.
Следовательно, необходимы приспособление для намаг-
ничивания испытуемого изделия, разработанная методика
для обнаружения полей
рассеяния и соответству-
ющая аппаратура.
Кроме того, после про-
верки изделие необходимо
размагнитить, т. е. уничто-
жить в изделии остаточную
намагниченность. Если ос-
Рис. 169. Поле рассеяния над де-
фектом
таточная намагниченность
не устранена, то при даль-
нейшей обработке детали,
например, на токарном станке, стружки намагниченной
стали будут прилипать к резцу, что затруднит обработку.
При исследовании таким методом подшипников наличие
остаточного намагничивания в них может привести к не-
нормальной работе подшипника и т. д. В некоторых слу-
чаях размагничивать испытуемую деталь не требуется, ес-
ли, например, в дальнейшем она нагревается выше точ-
ки Кюри.
Намагничивание испытуемой детали производится по-
разпому, в зависимости от ее размеров и формы. Сравни-
тельно небольшие детали намагничивают между полюса-
ми специального электромагнита (рис. 170). Испытуемая
деталь замыкает магнитный поток, создаваемый электро-
магнитом. При дефекте на поверхности изделия возник-
нут потоки рассеяния.
Можно намагничивать испытуемое изделие, поместив
его в соленоид с током. Иногда соленоид делают раздвоен-
ным п между двумя его половинами исследуют магнитное
поле (рис. 171).
Большое распространение получил метод так назы-
ваемого циркулярного намагничивания. Метод этот осно-
ван на том, что при пропускании тока по проводнику маг-
171
нитное поле создается не только вокруг проводника, но
и внутри него (рис. 172). При исследовании этим методом
цилиндрического ферромагнитного проводника, по кото-
рому течет ток, проводник намагничивается так, что
Рис. 170. Намагничива-
ние испытуемой детали
в электромагните
силовые линии магнитного поля идут в нем в виде концент-
рических окружностей. Ближе к осн проводника напря-
женность меньше,* дальше от оси проводпикаЗнапряжен-
ность магнитного поля больше.
На поверхности проводника поле будет однородным
при условии однородности самого проводника. В случае,
если материал неоднороден, например содержит неко-
торый дефект, то возникнут поля рассеяния, которые мож-
но зафиксировать специальными устройствами.
Рис. 171. Намагничивание
испытуемой детали в раз-
двоенном соленоиде
Циркулярно намагничивать можно не только изделия,
имеющие правильную геометрическую форму (стержни,
полые цилиндры и пр.), но и изделия, не обладающие осе-
вой симметрией. Несмотря на неправильную форму, на-
магничивание детали получается таким, что не мешает ис-
следованию дефектов. При циркулярном намагничивании
полых деталей (труб, колец и пр.) обычно ток пропускают
не по самим изделиям, а по проводнику, проходящему
внутри изделия.
172
Таким образом, первая стадия испытания — намагни-
чивание детали может быть продольным и циркулярным,
а иногда используются оба вида намагничивания, но по-
следовательно.
Вторая стадия испытания состоит в выявлении самих
дефектов. Если коэрцитивная сила материалов, из кото-
рых изготовлены испытуемые детали, достаточно велика
(10—12 и более эрстед), то выявить
дефекты деталей можно в отсут-
ствие намагничивающего поля, по
остаточной намагниченности образ-
ца. Если же образец обладает ма-
лой коэрцитивной силой, то вы-
являть дефект следует в намаг-
ничивающем поле.
Основных способов выявления
дефектов два. Первый способ но-
сит название индукционного и
состоит в том, что небольшая ка-
тушка, замкнутая на чувствитель-
ный прибор, перемещается по по-
верхности испытуемого изделия.
Если дефектов нет, то поле на
поверхности образца однородно и
Рис. 172. Магнитные си-
ловые линии внутри и вне
проводника с током
число силовых линий этого поля,
пронизывающих катушку, не изме-
няется. Если же катушка будет про-
ходить над дефектом, то поля рас-
сеяния, вызванные дефектом, пронизывая катушку, изме-
нят в ней магнитное поле и в катушке возникнет индук-
ционный ток, который н будет указывать на то, что де-
таль имеет дефект. Такой способ исследования очень удо-
бен при дефектоскопии изделий правильной геометричес-
кой формы или одинакового на всем протяжении се-
чения.
В частности, большое применение такого типа дефекто-
скопы получили в железнодорожном транспорте при маг-
нитной дефектоскопии железнодорожных рельсов. На
рис. 173 показан участок рельса, который намагничивает-
ся двухполюсным электромагнитом 1, между полюсами
которого помещена искательная катушка 2. Полюсы вмес-
те с катушкой перемещаются вдоль рельсов, и если нет
дефекта, то индукционного тока в катушке нет; при про-
173
хождении над участком, имеющим дефект, в искательной
катушке возникает индукционный ток.
Обычно весь дефектоскоп монтируется на тележке,
которая перемещается по рельсам. Ток в индукционной
катушке, возникающий при прохождении дефекта, усили-
вается и регистрируется, например, с помощью телефона.
Существуют и более сложные и совершенные вагоны-
дефектоскопы, которые исследуют дефекты в рельсах, пе-
ремещаясь со скоростью в 20—30 км в час.
Рис. 173. Схема рельсового дефектоскопа
Другой весьма эффективный метод выявления дефек-
тов иосит название магнитной порошковой дефектоскопии.
Этот метод основан на том, что мелкие частицы ферромаг-
нитного порошка, взвешенные в жидкости, затягиваются
в поле дефекта и таким образом дефект можно обнаружить
визуально.
Достоинства этого метода весьма высоки. Он очень
удобен, быстр, достаточно надежен. Практически опера-
ция выявления дефекта намагниченного изделия заклю-
чается в том, что изделие погружается в ванну из немаг-
нитного материала, в которой находится жидкость со
взвешенными в ней мелкими магнитными частицами.
На рис. 174 и 175 хорошо видны магнитные порошковые
осадки на местах дефектов. Как видно из этих рисунков,
различные внутренние дефекты, незаметные невооружен-
ным глазом трещины и т. д., выявляются весьма хорошо.
Магнитная порошковая дефектоскопия получила в настоя-
щее время очень большое распространение.
Отметим еще один способ контроля изделий, основан-
ный иа магнитных свойствах ферромагнетиков.
В целях предотвращения коррозии многие железные
и стальные изделия покрываются различными более стой-
кими веществами: всякого рода лаками, красками, метал-
лическими более стойкими покрытиями. Если толщина
174
Рис. 174. Выявление закалочных трещин с помощью маг-
нитного порошка:
а — до испытания; б — после нанесения магнитной суспензии
Рис. 175. Выявление шлифовочных трещин на стальном
кулачковом валике
а — до нанесения суспензии! б — после нанесения суспензии
Рнс. 176. Схема магнитного
микрометра:
/ — ферромагнитная деталь;
2 — слой антикоррозийного покры-
тия; 3—небольшой постоянный маг-
нит; 4 — пружина; 5 — стрелка;
6 — шкала
покрытия слишком мала, то с течением времени покрытие
стирается, поверхность детали оголяется и это приводит
к порче изделия. Если толщина покрытия очень велика,
то расходуется слишком много покрывающего материала
(часто дефицитного). Весьма
важно проводить быстро кон-
троль толщины этих защит-
ных покрытий. Для этого
используются так называе-
мые магнитные микрометры.
Основной частью магнитного
микрометра является малень-
кий магнит, который притя-
гивается к покрытой ферро-
магнитной детали тем силь-
нее, чем тоньше слой покры-
тия. Величину силы притяже-
ния определяют по силе от-
рыва магнетика от исследуе-
мой детали. Очевидно, сила
отрыва тем меньше, чем тол-
ще защитный слой.
Проградуировав прибор
на толщину покрытия, мож-
но быстро определить толщину немагнитных покрытий
на ферромагнетиках в пределах от нескольких микрон
до нескольких миллиметров. Схема магнитного микромет-
ра изображена на рис. 176.
,Л1агни/пн(лй с^п/гцкгпц/гмпй
анализ
Выше было указано, что в результате механиче-
ской и термической обработки образцы одинакового хи-
мического состава могут обладать самыми различными
магнитными свойствами.
Например, сплав альнико состава: железа 54%, алю-
миния 10%, никеля 18%, кобальта 12%, меди 6%, при
закалке в воде от 1250° С имеет коэрцитивную силу всего
около одного эрстеда, тогда как последующий отжиг при
600° С приводит к росту коэрцитивной силы до 500 эрстед.
176
Механическая и термическая обработка стальных
изделий придает им самые разнообразные механические
свойства. Изделия в результате механической и термиче-
ской обработки приобретают необходимую твердость, ме-
няются существенным образом их упругость, прочность
и пр.
Эти свойства меняются потому, что в результате меха-
нической и термической обработки металла изменяется
его структура.
Отклонение механических свойств от требований тех-
нологии изготовления соответствующих деталей грозит
аварией машин, выходом из строя различных промышленных
агрегатов. Поэтому возникает необходимость организа-
ции достаточно падежного контроля выпускаемых промыш-
ленностью стальных и чугунных изделий. Поскольку тех-
нология производства требует определенной структуры ме-
талла выпускаемых изделий, а различной структуре со-
ответствуют различные магнитные свойства, то по магнит-
ным свойствам можно контролировать структуру самих из-
делий.
На рис. 177 пред-
ставлена довольно часто
используемая в промыш-
ленности так называе-
мая дифференциальная
схема для контроля
структуры выпускаемых
изделий по их магнит-
ным свойствам.
Внутри последова-
Рис. 177. Дифференциальная схема
контроля структуры ферромагнитных
изделий
тельно соединенных на-
магничивающих кату-
шек 1 и 2, работающих
на переменном токе, по-
мещаются (испытуемый 5 и эталонный 6) образцы с нор-
мальной для данного изделия структурой. Внутри ка-
тушек 1 и 2, охватывая образец, помещаются вторичные
катушки 3 и 4, намотанные таким образом, что возникаю-
щая в них электродвижущая сила индукции направлена
навстречу друг другу и при отсутствии образцов взаимно
компенсируется.
Если внутри катушек 1 и 2 вставить образцы с совер-
шенно одинаковой структурой, то вследствие одинаково-
177
Рис. 178. Зависимость
твердости и коэрцитив-
ной силы углеродистой
стали от механической
обработки
сти магнитных свойств стрелка прибора не будет откло-
няться. Если же испытуемый образец отличается от эта-
лона, то равновесие нарушится и прибор покажет соот-
ветствующее отклонение. В пределах допуска это отклоне-
ние не опасно, в случае же больших
отклонений деталь, очевидно, должна
быть забракована.
Такой быстрый метод контроля
структуры позволяет проводить не
только выборочный, ио и массовый
контроль ответственных деталей.
Часто механические испытания
изделий удобно заменить магнитны-
ми. Для этого необходимо знать за-
висимость между механическими и
магнитными свойствами и затем по
магнитным свойствам можно контро-
лировать механические свойства.
В частности, как показали многочис-
ленные опыты, такая важная механи-
ческая характеристика металла, как
твердость, довольно тесно связана с
коэрцитивной силой материала. На рис. 178 показана за-
висимость между твердостью углеродистой стали, содер-
жащей 0,78% углерода и подвергнутой различной обра-
ботке, и ее коэрцитивной силой. Как видно из рисунка,
большая твердость стали соответствует, как правило,
большей коэрцитивной силе. Таким образом, измеряя коэр-
цитивную силу образца, можно сделать правильное заклю-
чение о его твердости.
Очевидно, что при одинаковой термической и механи-
ческой обработках свойства изделия как механические,
так и магнитные зависят от химического состава материа-
ла, из которого изготовлена контролируемая деталь. Это
дает возможность проводить некоторые магнитные испы-
тания (например, на содержание углерода в стали).
178
HeKOinofibte tyii/ше вопросы
использования
фе^/юмагне/пиков
Кроме использования ферромагнетиков в электро-
технической и радиотехнической промышленности, а также
для магнитной дефектоскопии и магнитного структурного
анализа, современная наука и техника широко применяют
ферромагнитные свойства вещества для других самых раз-
нообразных целей.
Размеры книги не позволяют изложить вопрос об ис-
пользовании ферромагнетиков подробно, поэтому рас-
смотрим лишь некоторые наиболее интересные пути ис-
пользования ферромагнитных свойств вещества.
а) Магнитная разведка. Огромная потребность в чу-
гуне и стали заставляет человека непрерывно вести поис-
ки железных руд. Поиски новых залежей руд наиболее
успешно проводятся при помощи метода магнитной раз-
ведки.
Рнс. 179. Рудное тело и магнитные полюсы S и N
Представим себе, что на некоторой глубине под по-
верхностью земли залегает рудное тело, обладающее фер-
ромагнитными свойствами. Находясь в земле в течение
весьма длительного времени, подвергаясь температурным
и механическим воздействиям, обусловленным колебания-
ми земной коры, рудное тело в магнитном поле земли на-
магничивается (рис. 179).
Возникновение магнитных полюсов у такого тела при*
водит к тому, что магнитное поле на поверхности земли
179
искажается, возникает так называемая магнитная анома-
лия.
Самая сильная магнитная аномалия на земном шаре
была впервые замечена П. Б. Иноходцевым в 1783 г. не-
далеко от Курска и носит название Курской магнитной
аномалии (КМА). Планомерные исследования КМА бы-
ли предприняты по указанию В. И. Ленина в 1919 г. под
руководством П. П. Лазарева. В пределах КМА отмечено
наличие местных магнитных полюсов, на которых магнит-
ная стрелка устанавливается вертикально. В районе КМА
находятся богатейшие залежи руд с высоким содержанием
железа.
Исследуя магнитное поле над рудным телом, можно
определить с достаточной степенью точности величину
рудного тела и глубину его залегания. Магнитная развед-
ка полезных ископаемых может вестись как иа поверхно-
сти земли, так и с воздуха. В последнем случае исследо-
вание ведут с самолета (аэромагнитная съемка).
Аэромагнитная съемка производится последователь-
ными параллельными маршрутами, покрывающими рав-
номерно всю обследуемую территорию.
б) Палеомагнитные исследования Земли. В результате
успешного развития науки о ферромагнитных явлениях
в последнее время на стыке наук физики и геологии воз-
никла новая наука — палеомагнетизм, что в буквальном
смысле слова означает «древний магнетизм».
Палеомагнетизм исследует направление вектора маг-
нитного поля Земли, которое он имел в различные геоло-
гические эпохи, в том числе и отдаленные от нас сотнями
миллионов лет.
Определение направления вектора магнитного поля
Земли в ее далеком прошлом удается осуществить путем
изучения остаточной намагниченности горных пород, ко-
торая возникала в породах в момент их формирования.
Так, в случае изверженных горных пород, при их ос-
тывании ниже точки Кюри, они довольно сильно намагни-
чивались в направлении действовавшего в тот момент
магнитного поля Земли. Это происходило потому, что
вблизи точки Кюри восприимчивость ферромагнетиков
в слабых полях очень велика.
На рис. 180 показан график зависимости магнитной
восприимчивости ферромагнетиков от температуры в сла-
бых полях. Как видно из рисунка, вблизи точки Кюри
180
Рис. 180. График зависимо-
сти магнитной восприимчи-
вости ферромагнетиков от
температуры в слабых полях
магнитная восприимчивость в слабых полях имеет резкий
максимум (эффект Гопкинсона).
С дальнейшим понижением температуры горных пород
вектор их намагниченности практически не меняется (ес-
ли не происходит новое нагревание до температур выше
точки Кюри). Таким образом,
в изверженных горных породах
вектор намагниченности «замо-
раживается» и в таком виде ос-
тается до наших дней. По на-
правлению вектора естествен-
ной остаточной намагниченности
можно, следовательно, восста-
новить геомагнитную карту про-
шедших эпох.
Что касается осадочных по-
род, то они также приобретают
направленную намагниченность
вдоль действующего в момент осаждения магнитного поля.
Вследствие необычайной малости размеров частички
однодоменпы и поэтому в магнитном поле Земли ориен-
тируются подобно магнитным стрелкам и, оседая, обра-
зуют породу, намагниченную в направлении магнитного
поля Земли.
С помощью палеомагнитиых исследований можно опре-
делить возраст горных пород по их остаточной намагни-
ченности.
Изучение намагниченности горных пород позволяет
определить местонахождения древнего геомагнитного по-
люса в различные эпохи.
Исследования показывают, что за последние 600 мил-
лионов лет северный магнитный полюс Земли прошел
большой и сложный путь от южных широт к его местона-
хождению в настоящее время. Движение северного полю-
са Земли за последние 600 миллионов лет показано на
рис. 181.
в) Магнитные сепараторы. Л1агнитные сепараторы упо-
требляются для обогащения полезных ископаемых. В до-
бытой руде, как правило, имеется не только полезная ру-
да, но и пустая порода, делающая руду менее богатой.
Поэтому, прежде чем пустить руду в производство, по-
лезно ее обогатить тем составом, из которого будет добы-
ваться необходимый в данном производстве металл.
13 Л. В. Киренскнй
181
Рис. 181. Движение северного магнитного полюса Земли за последние
60) миллионов лет
Поскольку железные руды обладают достаточно силь-
ными магнитными свойствами, то пропусканием через
магнитное поле можно отделить железные руды от посто-
ронних примесей.
г) Магнитная запись и воспроизведение звука. Маг-
нитная запись звука основана па использовании остаточ-
ной намагниченности в ферромагнетиках. Очевидно, за-
писать звук можно только на ферромагнетике с достаточно
большой коэрцитивной силой. Вначале звукозапись осу-
ществляли на сталыюй проволоке или лепте. Выше отме-
чалось, что большим значением коэрцитивной силы могут
обладать порошковые материалы, в которых процесс сме-
щения доменных границ затруднен. В настоящее время
звук записывают на лепте из ацетилцеллюлозы, на кото-
182
рую наносится слой лака, Содержащий тонкий ферромаг-
нитный порошок.
Запись на одну и ту же ленту можно проводить много-
кратно, так как записанный звук можно «стереть» пере-
менным магнитным полем убывающей напряженности.
Современная магнитная запись звука
сравнительно проста, а качество за-
писи настолько совершенно, что во
многих случаях магнитная запись зву-
ка вытесняет записи звука другими
методами.
Для записи воспроизведения и
стирания звука употребляются так на-
зываемые магнитпыеголовки(рис. 182).
Магнитная головка представляет со-
бой кольцевой электромагнит с малым
зазором в сердечнике 1 для записи и
воспроизведения звука и с несколь-
ко большим зазором для стирания.
Рис. 182. Магнитная
головка
При записи звука
в записывающую магнитную головку
писываемой звуковой частоты, который
ленте оставляет намагниченные
1
поступает ток за-
на движущейся
различным образом уча-
стки в соответствии с
записываемым звуком.
Если теперь эта лента
будет проходить около
воспроизводящей голов-
ки, то в обмотке по-
следней будет индуциро-
ваться ток, соответст-
вующий записанному
звуку. Усиленный ток
поступает в громкогово-
Рнс. 183. Схема магнитной записи
и воспроизведения звука
ритель и воспроизведенный звук доносится до слушателя.
Стирается звук токами ультразвуковой частоты, по-
ступающими в стирающую головку. Проходя поле стираю-
щей головки, ферромагнитные частицы попадают в быстро-
переменное, сначала возрастающее, а затем убывающее
до нуля поле, и полностью размагничиваются. Схема за-
писи и воспроизведения звука приведена на рис. 183.
Звук, поступающий в микрофон 1, преобразуется в элект-
рический ток, сила которого изменяется в соответствии с
записываемым звуком. Этот ток усиливается усилителем
13*
183
записи 2 и поступает в записывающую головку 4, мимо
которой проходит лента с ферромагнитным порошком 8.
Перед тем как пройти мимо записывающей головки лента
проходит мимо стирающей головки 3, где она полностью
размагничивается. Для воспроизведения звука ленту про-
пускают мимо воспроизводящей головки 5, где возникают
индукционные токи, которые после усиления усилителем
воспроизведения 6 поступают в громкоговоритель 7 и пре-
образуются в звук.
д) Большие электромагниты. В последние годы как у
нас, так и за рубежом созданы очень мощные электромаг-
ниты, в частности, для изучения мельчайших элементар-
ных частиц вещества.
| Добраться до атомного ядра необычайно трудно. По-
этому для проникновения в атомное ядро положительно
заряженных частиц (например, протонов) последние долж-
ны иметь очень большие скорости, чтобы преодолеть ядер-
ные силы отталкивания.
Для ускорения заряженных частиц в настоящее время
широко используются особые установки, носящие назва-
ние ускорителей элементарных частиц — синхрофазотро-
нов. Важной их частью являются гигантские электромаг-
ниты, которые создают сильное однородное магнитное
поле.
Так, например, синхрофазотрон, установленный в Объ-
единенном институте ядерных исследований в Дубне,
имеет электромагнит, вес которого достигает 36 000 т.
Skde/i/ibtu жагншпньш
/гезонанс (SLUT)
Как уже отмечалось выше, частицы, входящие в
состав атомных ядер — протоны и нейтроны,— обладают
хотя и значительно меньшими, чем у электрона, но вполне
определенными магнитными моментами. Поэтому, если
эти магнитные моменты не компенсируют друг друга, то
и сами атомные ядра также обладают некоторым магнит-
ным моментом, т. е. представляют собой маленькие маг-
нитики. Атомные ядра обладают в зависимости от их строе-
ния также и вполне определенным механическим момен-
184
том (спином). Если магнитные моменты составляющих
ядро частиц взаимно скомпенсированы, то ядро имеет ну-
левой спин и нулевой магнитный момент.
В обычных условиях «ядерный магнетизм» вследствие
малости магнитных моментов ядер наблюдать очень трудно,
так как он маскируется значительно большим по величине
электронным магнетизмом. Тем не менее, открытые в 1946 г.
резонансные методы позволили не только наблюдать явле-
ния, связанные с ядерным магнетизмом, но и вооружить со-
временные физические, химические, биологические лабора-
тории новыми мощными средствами исследования веще-
ства.
Атомные ядра одного и того же химического элемента
обладают одинаковым электрическим зарядом, т. е. оди-
наковым числом протонов, равным порядковому номеру
элемента в периодической системе Менделеева. Что же ка-
сается нейтронов, то их число в ядрах одного и того же
химического элемента может быть различным. Атомы, от-
личающиеся друг от друга числом нейтронов в ядре, но-
сят название изотопов и их химические свойства практи-
чески не отличимы. Что же касается ядер, то они у изото-
пов одного и того же химического элемента могут сущест-
венно отличаться друг от друга по многим признакам и
свойствам.
Изотопы отличаются друг от друга прежде всего массой
или так называемым массовым числом, равным сумме про-
тонов и нейтронов входящих в состав атомного ядра. Лю-
бой химический элемент представляет собой смесь изо-
топов. Даже такой простейший элемент, как водород, и
тот обладает тремя изотопами: протием, ядро которого со-
стоит всего из одного протона; дейтерием, с ядром, состоя-
щим из протона и нейтрона, и тритием, в состав ядра которого
входит один протон и два нейтрона. Изотопы химических
элементов принято обозначать обычным символом элемен-
та с индексом в правой верхней части, представляющим
собой массовое число изотопа. В соответствии со сказан-
ным, протий обозначают Н1, дейтерий — Н2, тритий — Н3.
Магнитные, а следовательно, и механические моменты
частиц внутри ядра ориентируются вполне определенным
образом друг относительно друга и в результате этого об-
разуются вполне определенные для данного изотопа ре-
зультирующий магнитный, механический и ядерный квад-
рупольный моменты (о последнем будет сказано ниже).
185
Если порядковый номер и массовое число ядра — числа
четные, то, как магнитные, так и механические моменты
взаимно скомпенсированы, а электрическое поле ядра имеет
Рис. 184. Схема атом-
ного ядра с магнитным
моментом [I равным
нулю и электрическим
квадрупольным момен-
том Q также равным
нулю
Рис. 185. Схема ядра
с магнитным моментом
не равным нулю и ква-
друпольным моментом
равным нулю
сферическую симметрию. Последнее означает, что ядерный
квадрупольный момент равен нулю. Такое ядро ведет се-
бя как невращающийся, заряженный равномерно по все-
му объему или по всей своей поверхности, шар (рис. 184).
Рис. 186. Схема ядер с неравными нулю магнитны-
ми и квадрупольными моментами
К таким ядрам могут быть отнесены наиболее распростра-
ненный изотоп углерода С12, основной изотоп кислорода
О1В и др.
Ядра Н1, С13, N15, F1B, Р31 имеют также сферическую
симметрию электрического поля вокруг ядра, т. е. равный
нулю ядерный квадрупольный момент. Однако механиче-
1 Л
скин момент, т. е. спин ядра, отличен от нуля и равен
или в единицах /г/2л просто 1/2, а магнитный момент ра-
вен магнитному моменту одного протона. Такое ядро схе-
186
матически может быть представлено как вращающийся
шар, равномерно заряженный по объему или поверхности
(рис. 185).
Если спин ядра больше 1/2, то такие ядра не обладают
сферической симметрией создаваемого ими электрического
поля. Их ядерный квадрупольный момент отличен от ну-
ля и ядро может быть представлено (рис. 186) как вращаю-
щийся вытянутый (а), или сплюснутый (б) эллипсоид. К та-
кого типа ядрам относятся И2, N14, О17, S33, С13а и т. д.
f о
Е2 '
Энергия ядер с
магнитными моментами,
направленными против
поля
ЛЕ=грН0
Энергия ядер с
" магнитными моментами,
Ei LI
направленными по полю
Рис. 187. Расщепление энергетического
уровня ядра в магнитном поле
Если ядра атомов какого-либо вещества обладают не-
которым магнитным моментом р и спином, равным 1/2,
то в магнитном поле Но их энергетические уровни раздво-
ятся и интервал между этими уровнями будет равен
ДЕ = 2рН0, (53)
причем на нижнем энергетическом уровне расположатся
ядра с магнитными моментами, направленными по полю
(минимум энергии), на верхнем энергетическом уровне —
ядра с магнитными моментами, направленными против
поля (рис. 187); на иижпем уровне число ядер оказывается
больше, чем на верхнем, или, как часто говорят, заселен-
ность нижнего уровня будет больше, чем верхнего.
Как известно, энергия кванта электромагнитного излу-
чения равна /iv, где v — частота электромагнитных коле-
баний; можно подобрать такие условия, чтобы
/iv0 = ДЕ, (54)
187
т. е. чтобы квант энергии электромагнитного излучения
оказался равен энергии перехода ядра с одного уровня на
другой. Очевидно, под воздействием электромагнитного
колебания указанной частоты должны возникнуть вынуж-
денные переходы ядер с нижнего уровня на верхний, соп-
ровождаемые резонансным поглощением энергии, и обрат-
ные переходы с верхнего уровня на нижний — с выделе-
нием энергии. Если бы мы имели дело с системой незави-
симых ядер, то в скором времени населенность уровней
оказалась бы одинаковой. Если же атомные ядра взаимо-
действуют с решеткой (спнн-решеточное взаимодействие),
то избыточная энергия будет передаваться решетке и на
нижнем энергетическом уровне будет находиться всегда
избыток атомных ядер, а следовательно, возникнет ста-
ционарное поглощение электромагнитной энергии.
Из соотношений (53) и (54) следует, что
v0 = = kH0, (55)
т. е. резонансная частота пропорциональна приложенно-
му магнитному полю Но, а коэффициент пропорциональ-
ности k зависит от магнитного момента ядра, т. е. опреде-
ляется свойствами ядер. При напряженности поля в не-
сколько тысяч эрстед резонансная частота для большин-
ства ядер попадает в удобный радиочастотный диапазон —
единицы и десятки мегагерц. Это дает возможность исполь-
зовать ядерный магнитный резонанс для точного определе-
ния таких важнейших характеристик атомных ядер, как
магнитный момент ядра и его спин. Напротив, если извест-
ны эти величины, то с помощью ядерного магнитного ре-
зонанса можно калибрировать магнитные поля с высочай-
шей степенью точности — до десятимиллионных долей
процента.
Методически исследования ядерного магнитного резо-
нанса в принципе не отличаются от исследований рас-
смотренного выше ферромагнитного резонанса и осуще-
ствляются с помощью приборов, носящих название спек-
трометров ядерного магнитного резонанса. Блок-схема та-
кого прибора показана на рис. 188.
Как видно из приведенной схемы, образец, атомные
ядра которого подвергаются исследованию, находится в
сильном (10—15 кэ) постоянном магнитном поле, созда-
188
1
Рнс. 188. Блок-схема спектрометра ЯМР:
1 — полюсы электромагнита; 2 — образец; 3 — катушка радиочастотного ге-
нератора; 4 — генератор звуковой частоты; 5 — генератор электромагнитного
поля резонансной частоты; 6 — детектор и усилитель низкой частоты;
7 — осциллограф; 8 — обмотка для модуляции магнитного поля
ваемом электромагнитом. Перпендикулярно направлению
сильного постоянного поля накладывается слабое пере-
менное поле от радиочастотного генератора обычно по-
стоянной частоты и в этом случае осуществляется разверт-
ка магнитного поля от генератора звуковой частоты. При
наступлении резонанса возникает поглощение электро-
магнитной энергии, что сказывается на амплитуде коле-
баний (рис. 189) переменного электромагнитного поля,
огибающая которых имеет типичный вид резонансной кри-
вой. Если высокочастотное колебание подать на детектор,
то эта огибающая может быть выделена и сделана види-
мой па экране осциллографа.
В реальных твердых, жидких и газообразных телах
на «резонирующие» ядра атомов кроме внешнего поля Но
действуют поля соседних элементарных магнитиков —
других ядер, электронов, ионов. Величина этого добавоч-
189
кого поля может быть измерена по сдвигу резонансной
частоты и зависит от расстояния исследуемых ядер до со-
седних элементарных магнитиков и от их природы и
подвижности.
Магнитное поле
Рис. 189. Огибающая электромагнитных колебаний
имеет характерный впд резонансной кривой
Указанное обстоятельство делает метод ядерного маг-
нитного резонанса весьма ценным для исследования рас-
положения атомов и их подвижности в твердых телах.
Рис. 190. Спектр ЯМР для протонов этилового
спирта. Нй = 9100 э, частота генератора 40 Мгц
В некоторых случаях методом ядерного магнитного резо-
нанса могут быть получены важные сведения о дефектах
кристаллической решетки. При исследовании жидкостей
можно обнаружить малые изменения в химическом окру-
жении ядер. На рис. 190 приведена кривая резонансного
поглощения для протонов этилового спирта, полученная
при постоянном поле Нп в 9400 эрстед и частоте генератора
40 Мгц. На рисунке хорошо видны три резонансных пика,
190
соответствующие различному окружению резонирующих
атомов водорода.
Значительный интерес представляют исследования по
ядерному магнитному резонансу в ферромагнетиках, ан-
тнферромагпетиках и ферритах. Оказалось, что для на-
блюдения резонанса в этих веществах магнит, создающий
внешнее магнитное поле Но, не нужен, так как в них име-
ются очень сильные внутренние поля, достигающие в мес-
тах расположения ядер нескольких десятков и даже сотен
тысяч эрстед.
При исследовании веществ с естественным изотопным
составом очень важны не только свойства самого ядра, но
также и процентное его содержание. Если чувствитель-
ность к обнаружению сигналов ЯМР протона принять
равной единице, то приводимая ниже таблица охаракте-
ризует магнитные свойства некоторых ядер в отношении
ядерного магнитного резонанса.
ТАБЛИЦА 14
Магнитные свойства некоторых ядер
Ядро Порядковый номер. Z Суммарный спин, / Естественное содержание, % Относительная чуветвите пьнос гь
Н’ 1 1/2 99,98 1,0000
IP 1 1 0,016 О,009С
С13 0 1/2 1,11 0,016
N>4 7 1 99,63 0,0010
N15 7 1/2 0,37 0,0010
О” 8 5/2 0,04 0,029
р10 9 1/2 100,0 0,834
рз1 15 1/2 100,0 0,066
В ряде случаев бывает необходимо для повышения ре-
зонансного поглощения обогащать вещество каким-либо
изотопом.
191
Элеюп/гонный ка/шмагншЯный
/гезонанс
Электронный парамагнитный резонанс (ЭПР) был
открыт советским физиком Е. К- Завойским в 1944 г., т. е.
на два года раньше, чем ядерный магнитный резонанс.
В принципиальном отношении между этими двумя яв-
лениями много общего, так как в случае ЭПР, так же как
и в случае ЯМР, наблюдаются переходы между энергетиче-
скими уровнями элементарных магнитиков, помещенных
в сильное постоянное магнитное поле, причем переходы
эти возникают под действием приложенного радиочастот-
ного поля. Только в случае электронного парамагнитного
резонанса роль таких магнитиков играют не ядерные, а
спиновые и орбитальные моменты электронов. Иначе го-
воря, магнитный момент частиц должен быть не равен ну-
лю. Такими частицами могут быть ионы в газах, жидко-
стях п твердых (кристаллических) телах, электроны
проводимости, свободные радикалы молекул.
Как и в случае ядерного магнитного резонанса, форму-
ла резонансной частоты в электронном парамагнитном
резонансе оказывается пропорциональной постоянному маг-
нитному полю, т. е.
v0 = £'Я0, (56)
но, поскольку спиновый и орбитальный магнитные моменты
электрона во много раз больше ядерного, коэффициент
пропорциональности k' примерно в 1000 раз больше коэф-
фициента пропорциональности k в формуле (55) для ядер-
ного магнитного резонанса. Поэтому в полях в несколько
тысяч эрстед резонансная частота в электронном пара-
магнитном резонансе достигает десятков тысяч мегагерц,
т. е. резонанс наблюдается в диапазоне сантиметровых или
даже миллиметровых волн.
В реальных веществах в результирующий электронный
магнитный момент атомов вносят свой вклад как спиновые,
так и орбитальные моменты электронов, поэтому экспери-
ментальное определение коэффициентов k' для различных
веществ дает возможность изучать степень связи орбиталь-
ного и спинового магнетизма между собой и с кристалли-
ческой решеткой.
192
Электронный парамагнитный резонанс позволяет изу-
чать внутренние электрические поля в кристаллах, так как
такое поле воздействует на орбитальный момент электрона,
а через него и на спиновый момент, что опять-таки скажет-
ся на величине коэффициента k'.
Большой интерес представляют исследования при по-
мощи метода ЭПР так называемых свободных радикалов.
Свободные радикалы — это части («осколки») молекул со
свободными валентностями, обладающие электронами с
нескомпеисированнымп спинами, например ОН, СН3, С2Н5
и т. д. Такие радикалы
чрезвычайно активны хи-
мически и в свободном ви-
де почти не встречаются,
так как быстро вступают
в соединения с молекула-
ми окружающего вещества.
Однако концентрация та-
ких радикалов бывает зна-
чительной при интенсив-
ных химических реакциях
и их изучение необходимо
для понимания хода этих
реакций.
Рис. 191. Резонансная кривая ЭПР
сульфата марганца
Встречается и другой тип свободных радикалов, обла-
дающих нескомпенсированными электронными спиновыми
моментами, дающими вследствие этого сигнал ЭПР. Это -—
стабильные радикалы, примером которого является ди-
фенилпикрил-гидразил, который благодаря своей высокой
химической устойчивости используется как стандартное
вещество в опытах по парамагнитному резонансу.
Метод электронного парамагнитного резонанса являет-
ся очень чувствительным для обнаружения свободных ра-
дикалов и позволяет фиксировать наличие 1012 частиц.
Поскольку в кубическом сантиметре вещества содержится
примерно 1023 молекул, то если в кубическом сантиметре
вещества на 100 миллиардов молекул будет приходиться
одна молекула свободного радикала, то с помощью ЭПР
это будет зафиксировано. Такая высокая чувствительность
позволяет исследовать роль свободных радикалов в ходе
различных химических реакций.
Изучение парамагнитного резонанса в растворах сво-
бодных радикалов показало наличие так называемой сверх-
193
Тонкой структуры, объясняемой взаимодействием неспа-
ренного спина электрона со спинами атомных ядер, вхо-
дящих в состав молекулы.
Метод ЭПР оказывается также пригодным для изучения
различных неоднородностей кристаллической решетки, об-
ладающих парамагнетизмом. Например, под действием
рентгеновского пли у-излучения в решетке могут выби-
ваться электроны, что приводит к образованию так назы-
ваемых F-центров, что равносильно появлению парамаг-
нетизма.
Кривые резонансного поглощения внешне очень схожи
с кривыми поглощения в ядерном магнитном резонансе.
На рис. 191 в качестве примера показана кривая резонанс-
ного парамагнитного поглощения в сульфате марганца.
Заключение
Таким образом, магнитные свойства вещества яв-
ляются не только весьма общими, но и практически чрез-
вычайно важными для человека. Физическая картина яв-
лений, протекающих в магнитном поле, так же как и при-
рода самих магнитных явлений, в настоящее время в зна-
чительной мере выяснена, что позволяет широко исполь-
зовать магнитные свойства вещества для практических
целей, изготавливать магнитные материалы с необходи-
мыми магнитными свойствами.
Однако в учении о магнетизме много еще нераскры-
того, много непонятных явлений. Быстро развивающаяся
паука наших дней обогатит еще не одним блестящим от-
крытием учение о магнетизме, и человек получит новые
возможности использования магнитных явлений.
Соде/глсание
ВВЕДЕНИЕ................................................ 3
ИЗ ИСТОРИИ РАЗВИТИЯ УЧЕНИЯ О МАГНЕТИЗМЕ................. 5
ЕСТЕСТВЕННЫЕ И ИСКУССТВЕННЫЕ МАГНИТЫ. ИХ СВОЙСТВА 9
МАГНИТНОЕ ПОЛЕ......................................... 12
МАГНИТНОЕ ПОЛЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ТОКА..................... 14
МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ ................................... 17
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ НОСИТЕЛИ МА ГН Г. ГИЗМЛ ..... . 20
ДИАМАГНЕТИЗМ......................................... 23
ПАРАМАГНЕТИЗМ ......................................... 21
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ. ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ НОСИТЕЛИ ФЕРРОМАГ-
НЕТИЗМА ............................................... 30
ПРИРОДА ФЕРРОМАГНЕТИЗМА ............................... 36
НАМАГНИЧИВАНИЕ ФЕРРОМАГНЕТИКА ............... 41
РАЗМАГНИЧИВАЮЩИЙ ФАКТОР............................... 47
ГИСТЕРЕЗИСНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ФЕРРОМАГНЕТИКАХ................ 50
О САМОПРОИЗВОЛЬНОЙ (СПОНТАННОЙ) НАМАГНИЧЕННОСТИ
В ФЕРРОМАГНЕТИКАХ.................................... 55
МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ ................... ... 05
ОБЛАСТИ СПОНТАННОЙ НАМАГНИЧЕННОСТИ (ДОМЕНЫ) . . 75
ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ. ПРОТЕКАЮЩИЕ ПРИ НАМАГНИЧИ-
ВАНИИ ФЕРРОМАГНЕТИКА................................. 65
ЧЕТНЫЕ ЭФФЕКТЫ В ФЕРРОМАГНЕТИКАХ . 9'.
НЕЧЕТНЫЕ ЭФФЕКТЫ В ФЕРРОМАГНЕТИКАХ.................... 107
УПРУГИЕ ДЕФОРМАЦИИ 11 СВОЙСТВА ФЕРРОМА ГН L 111 КОВ . 1111
АНТИФЕРРОМАГНЕТИЗМ .................................... Й4
ФЕРРИМАГНЕТИЗМ. ФЕРРИТЫ .............................. 118
195
ВЛИЯНИЕ МЕХАНИЧЕСКОЙ И ТЕРМИЧЕСКОЙ ОБРАБОТКИ НА
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ФЕРРОМАГНЕТИКОВ........ 123
НЕКОТОРЫЕ МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ............. 127
ТОНКИЕ ФЕРРОМАГНИТНЫЕ ПЛЕНКИ.............. 131
ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС................... 153
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫХ МЕТАЛЛОВ.... 162
МАГНИТНАЯ ДЕФЕКТОСКОПИЯ............... 169
МАГНИТНЫЙ СТРУКТУРНЫЙ АНАЛИЗ.............. 176
НЕКОТОРЫЕ ДРУГИЕ ВОПРОСЫ ИСПОЛЬЗОВАНИЯ ФЕРРОМАГ-
НЕТИКОВ . 179
ЯДЕРНЫЙ МАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС................ 184
ЭЛЕКТРОННЫЙ ПАРАМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС........ 192
ЗАКЛЮЧЕНИЕ ............................... 194
Леонид Васильевич Киренский
Магнетизм
Издание второе, переработанное
и дополненное
Утверждено к печати
редколлегией научно-популярной литературы
Академии наук СССР
Редактор Б. Н. Мацонашвчли
Редактор издательства Е. М. Клаус
Художник К Н. Никохристо
Технический редактор Р. М. Денисова
Корректор .1 И. Н. Скуратова. И. Г. Сисекина
Сдано в набор 9/XI 1966 г. Подписано к печати 20'111 1907 г.
Формат 84х103‘/яг. Бумага машиномелованная.
Усл. печ. л. 10,71 (0.42 уел. печ. л. на Гознаке). Уч.-тд. л. 9,6.
Тираж 50000 экз. Т-03951. Тип. зак. 1533. Цена 34 коп.
Издательство «Наука». Москва, К-62. Подсосенский пер., 21
2-я типография издательства «Наука». Москва, Г-99, Шубинский пер., 10