Мал.3                              

Ми можемо виразити цей факт і трохи інакше. Коли ми підносимо до магніту яке-небудь залізне тіло, то воно намагнічується так, що на тій стороні його, що звернена до магніту, виникає полюс, різнойменний з полюсом магніту; те ж має місце й у випадку парамагнітного тіла (мал. 2, а). Навпроти, у випадку діамагнітного тіла на стороні, найближчої до полюса магніту, що намагнічує, виникає полюс, однойменний з цим полюсом магніту (мал. 2, б). Мал. 3 пояснює, чому парамагнітні тіла притягаються до магніту, а діамагнітні відштовхуються від нього.

Саме такі дії і були виявлені Фарадеєм. У 1845 р., викомалтовувавши сильний електромагніт, Фарадей установив здатність усіх тіл намагнічуватися і відкрив, що одні тіла притягаються до магніту, а інші відштовхуються від нього. Він запропонував для перших назва парамагнітних, для других назва діамагнітних. Індукційні досліди з пари- і діамагнітними тілами, були зроблені значно пізніше, коли магнітні властивості діамагнітних і парамагнітних тіл були уже встановлені на підставі досліджень Фарадея.

По силі чи притягання відштовхування можна судити і кількісно про здатність тіла намагнічуватися, тобто можна визначити величину магнітної проникності      для даної речовини. Цей метод виміру величини     , заснований на вивченні чи притягання відштовхування маленького тіла з даної речовини, теоретично більш складний, чим описаний раніше метод, заснований на вимірі э.д. с. індукції. Але зате він набагато дошкульніше і, крім того, придатний для виміру      , у маленькому зразку речовини, тоді як для виміру   М по індукційному способі потрібно заповнити досліджуваною речовиною усю внутрішність котушки.

 У тих випадках, коли удається вимірити            і тим і іншому способу, виходять результати, що погодяться.

Приклад 1: Полюса сильного електромагніта на мал. 3 зрізані не паралельно один одному, так що унизу відстань між ними значно менше, ніж нагорі. Між ними підвішується на нитці кулька з різних випробуваних матеріалів. Верхній кінець нитки прикріплений до спіральної пружинки, розтягання якої дозволяє вимірити силу, що діє з боку магнітного поле на кульку (пружинні ваги). Виявляється, що якщо кулька виготовлена з алюмінію, чи вольфраму платины, те ця сила спрямована вниз (пружинка розтягується), а у випадку срібла, золота, чи міді вісмуту вона спрямована нагору (пружинка скорочується).

Приклад 2: При дослідженні магнітної проникності рідких тіл часто надходять так. Рідину наливають у колінчату трубку й одне з колін поміщають між полюсами сильного електромагніта (мал 4).Рідина в цьому коліні чи піднімається опускається в залежності від того, чи є вона парамагнітної чи діамагнітний.

Молекулярна теорія магнетизму. Теорія, що пояснює розходження в магнітних властивостях речовин на основі вивчення будівлі окремих часток цих речовин - їхніх чи атомів молекул,- одержала назву молекулярної теорії магнетизму. Ця теорія дуже складна і багато в чому ще не довершена. Тому тут ми не можемо розбирати її скільки-небудь докладно. Укажемо лише на основні причини розходження між властивостями парамагнітних і діамагнітних тел.

Кожне тіло, і парамагнітне і діамагнітне, представляється нам у цілому ненамагніченим доти, поки на нього не діє зовнішнє магнітне поле. Але обумовлюється це в тілах парамагнітних і в тілах діамагнітних різними причинами. Діамагнітними є тіла, кожна частка яких - чи атом молекула - знаходячись поза магнітним поле, не має магнітні властивості.

Тільки зовнішнє магнітне поле перетворює їх в елементарні магніти (викликає елементарні струми), певним чином спрямовані. Навпроти, частки парамагнітних речовин уже самі по собі, ще до того, як на них початок діяти зовнішнє поле, являють собою елементарні магніти (елементарні струми). Тут роль зовнішнього магнітного поле зводиться до визначеної орієнтації, упорядкуванню розташування цих магнітиків. Поки поле не діяло, усі вони були розташовані безладно, хаотично, і речовина в цілому представлялося нам ненамагничеиным. У магнітному ж полі ці елементарні магніти вибудовуються в більшій чи меншій мері рівнобіжними ланцюжками і речовина в цілому намагнічується.

У чому ж складається розходження між будівлею часток діамагнітних і парамагнітних речовин? В атомах усіх тіл є велике число електронів, що рухаються. Кожний з них і являє собою амперів елементарний круговий струм. Але в атомах діамагнітних речовин до внесення їх у магнітне поле магнітні дії цих окремих струмів взаємно компенсують один одного, так що атом у цілому не є елементарним магнітом. Коли ми вносимо таку речовину в магнітне поле, то на кожен електрон, що рухається, діє сила Лоренца, і сукупна дія всіх цих сил, як показує розрахунок, приводить до того, що в атомі индуцируется визначений струм, тобто атом здобуває властивості елементарного магнітика. Тому що ці струми є індукованими, то напрямок їхній, відповідно до правила Ленца, повинне бути протилежно напрямку струму в котушці, що створює зовнішнє магнітне поле, тобто магнітний потік від цих струмів повинний послабляти потік зовнішнього поле, і діамагнітне тіло відштовхується від магніту.

В атомах парамагнітних речовин магнітні дії окремих електронів не цілком компенсують один одного, так що атом у цілому і сам по собі є елементарним магнітом. Дія зовнішнього магнітного поле упорядковує розташування цих елементарних струмів (магнітиків), причому струми орієнтуються так, що їхній напрямок переважно збігається з напрямком струму котушки, що створює зовнішнє магнітне поле. Тому магнітний потік від елементарних струмів у цьому випадку підсилює потік котушки, і парамагнітне тіло притягається до магніту.

Строго говорячи, діамагнетизм є загальною властивістю усіх речовин. Зовнішнє магнітне поле робить і на атоми парамагнітних речовин таке ж индуцирующее дія, як на атоми діамагнітних речовин. Але в парамагнітних речовинах ця дія перекривається більш сильною дією, що орієнтує, зовнішнього магнітного поле, що упорядковує власні елементарні струми атомів.

Зі сказаного ясно, що властивості парамагнітних тіл можна було б пояснити і за допомогою гіпотези Кулона про елементарні магнітики. Однак явища діамагнетизму показують неприйнятність цієї гіпотези, тому що зовнішнє поле не може орієнтувати елементарні магнітики назустріч полю, що потрібно б було допустити для пояснення діамагнетизму. Тільки теорія молекулярних струмів дозволяє, як ми бачили, за допомогою явищ індукції пояснити діамагнітні властивості речовини поряд з парамагнітними.

Ми бачимо, таким чином, що діамагнетизм і парамагнетизм порозуміваються розходженнями в будівлі самих чи атомів молекул речовини.

Магнітний захист. Саме собою зрозуміло, що. намагнічування феромагнітних, парамагнітних і діамагнітних тіл відбувається не тільки тоді, коли ми поміщаємо їх усередину соленоїда, але і взагалі завжди, коли речовина міститься в магнітне поле. В усіх цих випадках до магнітного поля, що існувало до внесення нашого тіла, додається магнітне поле, обумовлене намагнічуванням речовини, у результаті чого магнітне поле змінюється. Зі сказаного раніше  ясно, що найбільш сильні зміни поле відбуваються при внесенні в нього феромагнітних тіл, зокрема заліза. Зміна магнітного поле навколо феромагнітних тіл дуже зручно спостерігати, комалтаючись картиною силових ліній, одержуваної за допомогою залізних обпилювань.

 На мал. 5 зображені, наприклад, зміни, що спостерігаються при внесенні  шматка заліза прямокутної форми в магнітне поле, що раніш було однорідним.

Мал. 5 Зміна магнітного поле при внесенні в нього шматка заліза.

Як бачимо, поле перестає бути однорідним і здобуває складний характер: в одних місцях воно підсилюється, в інші - послабляється.

     Дуже цікаво і практично важлива картина, що спостерігається при внесенні в магнітне поле замкнутої залізної судини, наприклад кульової форми.

     Як видно з мал.6, у результаті додавання зовнішнього магнітного поле з полем заліза, що намагнітилося, поле у внутрішній області кулі майже зникає. Цим комалтаються для створення магнітного чи захисту магнітної экранировки, тобто для захисту тих чи інших приладів від дії зовнішнього магнітного поле. Картина, що ми спостерігаємо при створенні магнітного захисту, зовні нагадує створення електростатичного захисту за допомогою провідної оболонки. Однак між цими явищами є глибоке принципове розходження. У випадку електростатичного захисту    металеві стінки можуть бути як завгодно тонкі. Досить, наприклад, посріблити поверхня скляної судини, поміщеного в електричному  полі,   щоб усередині судини не виявилося електричного поле, що обривається на поверхні металу. У випадку ж магнітного поле тонкі залізні стінки не є захистом для внутрішнього простору: магнітні поле проходять крізь залізо, і усередині судини виявляється деяке магнітне поле. Лише при досить товстих залізних стінках ослаблення поле усередині порожнини може зробитися настільки сильним, що магнітний захист   здобуває практичне значення, хоча й у цьому випадку поле усередині не знищується цілком. І в цьому випадку ослаблення поле не є результат обриву його на поверхні заліза; магнітні силові лінії аж ніяк не обриваються, але як і раніше залишаються замкнутими, проходячи крізь залізо.

Мал.6.Порожня залізна куля внесена

в однорідне магнітне тіло

     Зображуючи графічно розподіл силових ліній у товщі заліза й у порожнині, одержимо картину мал.7 яка і показує, що ослаблення поле усередині порожнини є результат зміни напрямку силових ліній, а не їхнього обриву.

Особливості феромагнітних тіл. особливістю феромагнітних тіл є їхня здатність до сильного намагнічування, унаслідок якої магнітна проникність цих тіл має дуже великі значення. У заліза, наприклад, величина       досягає значень, що у тисячі разів перевершують значення  в парамагнітних і діамагнітних речовин. Намагнічування феромагнітних тіл було вивчено в досвідах  А. Г. Столетова й інших учених.

Ці досліди показали, поверх того, що, на відміну від парамагнітних і діамагнітних речовин, магнітна проникність феромагнітних речовин сильно залежить від напруженості магнітного поле, при якій роблять її вимір. Так, наприклад, у слабких полях магнітна проникність      , залоза досягає значень 5—6 тисяч, а в сильних полях значення          , падають до кількох сотень і нижче.

Намагнічування тіла, поміщеного в магнітне поле, наприклад, усередину соленоїда зі струмом, викликає зміна магнітного потоку. Тому величину намагнічування матеріалу можна характеризувати різницею тим часом магнітним потоком, що дає соленоїд з перетином у 1 див², заповнений даною речовиною, і тим потоком, що дає при тім же струмі цей соленоїд без сердечника в повітрі (чи, точніше, у вакуумі). Якщо порожній соленоїд дає потік Фо, а заповнений — потік Ф, то, відповідно до теорії магнітної проникності, Ф=   Фо.  Таким чином, величина

J=Ф-Фо= (       - 1)*Фо являє собою той додатковий магнітний потік, що створюється намагніченою речовиною. Цю величину ми і будемо називати намагнічуванням даної речовини. Намагнічування залежить від магнітної проникності речовини         і від величини потоку Фо, у якому виробляється намагнічування.

Звертається увага на те, що ми вибираємо соленоїд з визначеною площею перетину (1 див²), тому що величина потоку залежить від площі перетину соленоїда.

 У розділі магнітна проникність, коли нас цікавило відношення потоків Ф/Фо, ця обставина не мала значення, тому що величина площі перетину входить і в чисельник і в знаменник цього відношення. Але за міру намагнічування ми вибрали різницю цих потоків; тому перетин соленоїда повинен бути цілком визначене і ми умовимося брати його рівним 1 див².

Вивчення залежності намагнічування заліза й інших феромагнітних матеріалів від напруженості зовнішнього магнітного поле виявляє ряд особливостей цих речовин, що мають важливе практичне значення. Візьмемо шматок ненамагніченого заліза, помістимо його в магнітне поле і будемо вимірювати намагнічування заліза J, поступово збільшуючи напруженість зовнішнього магнітного поле H. Намагнічування J  зростає спочатку різко, потім усе повільніше і, нарешті, при значеннях H біля кількох сотень ерстед намагнічування перестає зростати:

всі елементарні струми вже орієнтовані, залізо досягло магнітного насичення. Графічно залежність величини   J(H) в описуваному досвіді зображується кривої ОА на мал. 8. Горизонтальна частина цієї кривої поблизу А відповідає магнітному насиченню.

Досягши насичення, почнемо послабляти зовнішнє магнітне поле. При цьому намагнічування заліза зменшується, але убування це йде повільніше, ніж раніш йшло його зростання. Залежність між величинами J(H) у цьому випадку зображується галуззю кривий АС на мал. 8. Ми бачимо, таким чином, що тому самому значенню H можуть відповідати різні значення намагнічування (точки х, х и х" на мал. 8) у залежності від того, чи підходимо ми до цього значення з боку малих чи з боку великих значень H. Намагнічування заліза залежить, стало бути, не тільки від того, у якім полі даний шматок знаходиться, але і від попередньої історії цього шматка. Це явище одержало назву магнітного гистерезиса.

Коли зовнішнє магнітне поле стає рівним нулю, залізо продовжує зберігати деяке залишкове намагнічування, величина якого характеризується відрізком ОС нашого графіка. У цьому і полягає  причина того, що з чи заліза сталі можна виготовляти постійні магніти.

Для подальшого розмагнічування заліза потрібно прикласти зовнішнє магнітне поле, спрямоване в  протилежну сторону. Хід зміни намагнічування J при зростанні напруженості цього протилежно спрямованого поле зображується галуззю CDE кривої. Лише коли напруженість цього поле досягне визначеного значення (у нашому досвіді значення, зображуваного відрізком OD), залізо буде цілком розмагнічена (точка D). Таким чином, величина напруженості що розмагнічує поле (відрізок OD) є мірою того, наскільки міцно утримується стан намагнічування заліза. Її називають коэрцитивной силою. При зменшенні напруженості поле зворотного напрямку і потім при зростанні напруженості поле первісного напрямку хід зміни    намагнічування заліза   зображується галуззю кривої  EC'A. При новому повторенні всього циклу розмагнічування, перемагнічування і повторного намагнічування заліза в первісному напрямку форма цієї кривої повторюється.

{Галузь ОА зображує хід намагнічування вихідного ненамагніченого матеріалу і не повторюється при повторних циклах. Для того щоб знову відтворити галузь ОА, необхідно привести матеріал у первісний ненамагнічений стан. Для цього досить, наприклад, сильно нагріти його.}

З мал. 8 видно, що ця крива, що зображує хід залежності намагнічування заліза J від напруженості зовнішнього поле H, має вид петлі. Її називають петлею гистерезиса для даного сорту чи заліза сталі. Форма петлі гистерезиса є найважливішою характемалтикою магнітних властивостей того чи іншого феромагнітного матеріалу.

Зокрема, знаючи її, ми можемо визначити такі важливі характемалтики цього матеріалу, як його магнітне  насичення, залишкове намагнічування і коэрцитивную силу.

На мал. 9 показана форма петлі гистерезиса для різних сортів заліза і сталі. За формою цієї петлі можна вибрати матеріал, що щонайкраще підходить для тієї чи іншої практичної задачі. Так, для виготовлення постійних магнітів необхідний матеріал  з великий коэрцитивной силою (сталь і особливо спеціальні сорти кобальтової сталі); для електричних машин і особливо для трансформаторів вигідні матеріали з дуже малою площею петлі гистерезиса,    тому що вони, як виявляється, найменше нагріваються при перемагнічуванні; для деяких спеціальних приладів важливі матеріали, магнітне насичення яких досягається при малих полях і т.д.

На відміну від тіл парамагнітних і діамагнітних для   ферромагнетиків величина М = Ф/Фо не залишається постійної, а залежить від напруженості зовнішнього що намагнічує поле Н. Ця залежність для магнітного сплаву (пермаллоя) і для м'якого заліза показана на мал.10.  Як ми бачимо,  дана величина має малі початкові значення в слабких полях, потім наростає до максимального значення і при подальшому збільшенні поле в котушці знову зменшується.

Важливо відзначити, що при досягненні визначеної температури магнітна проникність феромагнітних тіл різко падає до значення, близького до 1. Ця температура, характерна для кожної феромагнітної речовини, зветься точки Кюрі. {Мова йде не про тім нагріванні під дією вихрових струмів Фуко, що випробують усі метали, поміщені в перемінне магнітне поле, але про нагрівання феромагнітних тіл, обумовленому їх перемагнічуванням і зв'язаному зі своєрідним внутрішнім тертям у перемагничиваемом речовині.}

При температурах вище точки Кюрі усі феромагнітні тіла стають парамагнітними. У заліза точка Кюрі дорівнює 767°С, у нікелю 360°С, у кобальту близько 1130°С.   У деяких феромагнітних сплавів точка Кюрі лежить поблизу 100°С.

Мал. 10. Залежність      від Н у магнітного сплаву пермаллоя (1) і в м'якого заліза (2).

Періодичне перемагнічування феромагнітного зразка зв'язано з витратою енергії на його нагрівання. Площа петлі гистерезиса пропорційна кількості теплоти, що виділяється в одиниця об'єму ферромагнетика за один цикл перемагнічування.

 При температурах нижче точки Кюрі феромагнітний зразок розбитий на малі області мимовільної (спонтанної) однорідної намагніченості, називані доменами. Лінійні розміри доменів порядку (10^-5 — 10^-4 м). Усередині кожного домена речовина намагнічена до насичення .

Під час відсутності зовнішнього магнітного поле магнітні моменти доменів орієнтовані в просторі так, що результуючий магнітний момент розмагніченого зразка дорівнює нулю.

Намагнічування феромагнітного зразка в зовнішнім магнітному полі складається, по-перше, у зсуві границь доменів і росту розмірів тих доменів, вектори магнітних моментів яких близькі в напрямку до магнітної індукції В поле, і, по-друге, у повороті магнітних моментів цілих доменів по напрямку поле В. У досить сильному магнітному полі досягається стан магнітного насичення, коли весь зразок намагнічений по полю і його намагніченість J не змінюється при подальшому збільшенні В.

Виміру гіромагнітного відношення для ферромагнетиків показали, що елементарними носіями магнетизму в них є спінові магнітні моменти електронів . У сучасній квантово-механічній теорії феромагнетизму пояснена природа мимовільної намагніченості ферромагнетиків і природа виникнення сильного внутрішнього поле .

Феромагнітними властивостями можуть володіти кмалтали речовин, атоми яких мають не заповнені електронами внутрішні оболонки , так що проекція результуючого спінового магнітного моменту на напрямок магнітного поле відмінна від нуля. За певних умов завдяки обмінній взаємодії між електронами сусідніх атомів, що має особливу квантово-механічну природу, виявляється стійким такий стан ферромагнетика, коли спини електронів всіх атомів у межах одного домена орієнтовані однаково. У такий спосіб виникає спонтанне намагнічування доменів до насичення. При нагріванні ферромагнетика до точки Кюрі  тепловий рух руйнує області спонтанної намагніченості і речовина утрачає свої особливі магнітні властивості.

При відсутності зовнішнього магнітного поле магнітні моменти окремих доменів орієнтовані хаотично і компенсують один одного, тому результуючий магнітний момент ферромагнетика дорівнює нулю і ферромагнетик не намагнічений. Зовнішнє магнітне поле орієнтує по полю магнітні моменти не окремих атомів, як це має місце у випадку парамагнетиків, а цілих областей спонтанної намагніченості. Тому з ростом Н намагніченість J і магнітна індукції У вже в досить слабких полях ростуть дуже швидко. Цим порозумівається також збільшення м ферромагнетиків до максимального значення в слабких полях. Експерименти показали, що залежність У від Н не є такий плавний, а має східчастий вид. Це свідчить про те, що усередині ферромагнетика домени повертаються по полю стрибком.

При ослабленні зовнішнього магнітного поле до нуля ферромагнетики зберігають залишкове намагничение, тому що тепловий рух не в змозі швидко дезорієнтувати магнітні моменти настільки великих утворень, якими є домени. Тому і спостерігається явище магнітного гистерезиса. Для того щоб .ферромагнетик розмагнітити, необхідно прикласти коэрцитивную силу; розмагнічуванню сприяють також струшування і нагрівання ферромагнетика. Точка Кюрі виявляється тією температурою, вище якої відбувається руйнування доменної структури.

Існування доменів у ферромагнетиків доведено експериментально. Прямим експериментальним методом їхнього спостереження є метод порошкових фігур. На ретельно відполіровану поверхню ферромагнетика наноситься водяна суспензія дрібного феромагнітного порошку (наприклад, магнетиту). Частки осідають переважно в місцях максимальної неоднорідності магнітного поле, тобто на границях між доменами. Тому осілий порошок окреслює границі доменів і подібну картину можна сфотографувати під мікроскопом. Лінійні розміри доменів виявилися рівними lO^-4—lO^-2 див.

Подальший розвиток теорії феромагнетизму Френкелем і Гейзенбергом, а також ряд експериментальних фактів дозволили з'ясувати природу елементарних носіїв феромагнетизму. В даний час установлено, що магнітні властивості ферромагнетиків визначаються спіновими магнітними моментами електронів. Установлено також, що феромагнітними властивостями можуть володіти тільки кмалталічні речовини, в атомах яких маються недобудовані внутрішні електронні оболонки з нескомпенсованими спинами. У подібних кмалталах можуть виникати сили, що змушують спінові магнітні моменти електронів орієнтуватися паралельно один одному, що і приводить до виникнення областей спонтанного намагнічення. Ці сили, називані обмінними силами, мають квантову природу — вони обумовлені хвильовими властивостями електронів.

Тому що феромагнетизм спостерігається тільки в кмалталах, а вони мають анізотропію, то в монокмалталлах ферромагнетиків повинна мати місце анізотропія магнітних властивостей (їхня залежність від напрямку в кмалталі). Дійсно, досвід показує, що в одних напрямках у кмалталі його намагніченість при даному значенні напруженості магнітного поле найбільша (напрямок легчайшего намагнічення), в інші — найменша (напрямок важкого намагнічення). З розгляду магнітних властивостей ферромагнетиків випливає, що вони схожі на сегнетоэлектрики .

Існують речовини, у яких обмінні сили викликають антипаралельну орієнтацію спінових магнітних моментів електронів. Такі тіла називаються антиферромагнетиками. Їхнє існування теоретично було передвіщено Л. Д. Ландау. Антиферромагнетиками є деякі з'єднання марганцю (Mn, Mn₂),заліза (Fe, Fe₂) і багатьох інших елементів. Для них також існує антиферомагнітна точка Кюрі (точка Нееля*), при якій магнітне упорядкування спінових магнітних моментів порушується й антиферромагнетик перетворюється в парамагнетик.

 Останнім часом велике значення придбали напівпровідникові ферромагнетики-феррити, хімічні сполуки типу Me*Fe₂O₃, де Me—ион двовалентного металу (Мn, З, Ni, Сu, Mg, Zл, Cd, Fe). Вони відрізняються помітними феромагнітними властивостями і великим питомим електричним опором (у мільярди раз більшим, ніж у металів). Феррити застосовуються для виготовлення постійних магнітів, ферритових антен, сердечників радіочастотних контурів, елементів оперативної пам'яті в обчислювальній техніці, для покриття плівок у магнітофонах і відеомагнітофонах і т.д.

Властивості ферромагнетиків і якісні основи природи феромагнетизму

Особливий клас магнетиків утворюють речовини, у яких магнітна проникність у сотні і тисячі разів перевищує магнітну проникність звичайних матеріалів. Ці речовини одержали назва ферромагнетиків. До них відносяться залізо, нікель, кобальт і їхні з'єднання і сплави. Іншою відмінною рисою ферромагнетиков є те, що їхня намагніченість J залежить від Н нелінійно, причому при великих полях настає стан магнітного насичення (мал.2). Оскільки залежність J від Н нелинійна, то і магнітна сприйнятливість m залежить від напруженості (мал.2). Крім нелінійної залежності між J і Н (або між В и Н) для ферромагнетиків характерно також наявність явища гистерезиса (мал.3). Це явище полягає в тім , що процес намагничения ферромагнетика необоротний у більшій своїй частині, тому крива намагничения не збігається з кривій размагничения. Якщо спочатку розмагнічений зразок намагнітити в поступово зростаючому магнітному полі по кривій 0-1 (крива первісного намагничения), а потім зменшити напруженість магнітного поля, то індукція У випливає не по первісній кривій 0-1, а змінюється відповідно до кривій 1-2.

Коли напруженість полючи стане рівної нулеві (крапка 2), намагничення не зникає і характеризується величиною Вr (відрізок 0-2 на мал.3), що називається залишковою індукцією. Намагніченість має при цьому значення Jr, називане залишковою намагніченістю. Намагніченість звертається в нуль лише під дією полючи Нc (відрізок 0-3 на мал. 3) зворотні напрямки . Величина напруженості полючи Нс називається коерцитивной силою ферромагнетика. Існування залишкової намагніченості уможливлює виготовлення постійних магнітів. Постійний магніт тим краще зберігає свої властивості, чим більше величина коерцитивної сили матеріалу, з якої він виготовлений.

Дослідами Эйнштейна і ДЕ Гааза було доведено, що відповідальним за магнітні властивості ферромагнетиків є власні (спінові ) магнітні моменти електронів (а не орбітальні , як у диа- і парамагнетиков). Атоми елементів, що володіють феромагнітними властивостями (Fe, Co, Nі), мають деяку особливість. У них порушується послідовність заповнення місць в оболонках і шарах: перш ніж цілком "забудується" нижня оболонка, починається заповнення вище розташованої оболонки. У результаті електронні спіни деяких внутрішніх оболонок виявляються нескомпенсиро- ванними. Таким чином, феромагнітними властивостями можуть володіти тільки такі речовини, в атомах яких маються недобудовані внутрішні електронні оболонки. Крім того, дослідження феромагнітних кристалів дозволили виявити в них області з мимовільної (спонтанної ) намагніченістю - так називані домени, лінійні розміри яких 1-10 мкм (мал.).

Мал. Доменна структура ферромагнетика:

 а) під час відсутності зовнішнього поля,

 б) при наявності зовнішнього поля

У межах кожного домена нескомпенсовані спини орієнтовані в одному напрямку , тобто речовина в домені знаходиться в стані магнітного насиченні і володіє визначеним магнітним моментом. Напрямку цих моментів для різних доменов різні, так що під час відсутності зовнішнього поля сумарний момент завжди дорівнює нулю.

Сили, що змушують магнітні моменти електронів вибудовуватися паралельно один одному, називаються обмінними. Їхнє пояснення в рамках класичної фізики неможливо (дається тільки квантовою механікою). Якщо помістити ферромагнетики в зовнішнє магнітне поле, то спочатку, при слабких полях, спостерігається зсув границь доменів (область 0-а кривій намагничения на мал.3). У результаті цього відбувається збільшення розмірів тих доменов, магнітні моменти яких складають з напрямок полючи Н менший кут за рахунок доменов, у яких кут між Pm і H більше . При збільшенні Н має місце поворот магнітних моментів доменів у напрямку полюя (область А-1 кривій намагничения на мал.3). При цьому моменти електронів у межах домена повертаються одночасно, без порушення паралельності один одному. Ці процеси є необоротними, що і служить причиною гистерезиса.

Для кожного ферромагнетика мається визначена температура Тс, при якій області спонтанного намагничения розпадаються і речовина утрачає феромагнітні властивості (стає звичайним парамагнетиком). Ця температура називається крапкою Кюрі.

Точки Кюрі деяких речовин:

Розглянуто залежність магнітної проникності від напруженості магнітного поля для ферромагнетиків.

Приведені значення температури Кюрі для ряду магнетиків.

Вивчення гистерезиса феромагнітних матеріалів

Дозволяє одержувати петлю гистерезиса феромагнітних матеріалів; визначати коерцетивну силу і роботу перемагнічування за один цикл.

Основи теорії феромагнетизму.

     На відміну від діамагнетизму і парамагнетизму, що є властивостями окремих чи атомів молекул речовини, феромагнітні властивості речовини порозуміваються особливостями його кмалталічної структури. Атоми заліза, якщо взяти їх, наприклад, у пароподібному стані, самі по собі диамагнитны чи лише слабко парамагнитні. Феромагнетизм є властивість заліза у твердому стані, тобто властивість кмалталів заліза.

У цьому нас переконує ряд фактів. Насамперед на це вказує залежність магнітних властивостей заліза й інших феромагнітних матеріалів від обробки, що змінює їхня кмалталічна будівля (загартування, отжиг). Далі виявляється, що з парамагнітних і діамагнітних металів можна виготовити сплави, що володіють високими феромагнітними властивостями. Такий, наприклад, сплав Гойслера, що майже не уступає по своїх магнітних властивостях залозу, хоча він складається з таких слабко магнітних металів, як мідь (60%), марганець (25%) і алюміній (15%). З іншого боку, деякі сплави з феромагнітних матеріалів, наприклад сплав з 75% заліза і 25% нікелю, майже не магнитны. Нарешті, самим вагомим підтвердженням є те, що при досягненні визначеної температури (точка Кюрі) усі феромагнітні речовини утрачають свої феромагнітні властивості.

Феромагнітні речовини відрізняються від парамагнітних не тільки дуже великим значенням магнітної проникності       і її залежністю від напруженості поле, але і дуже своєрідним зв'язком між намагнічуванням і напруженістю що намагнічує поле. Ця особливість знаходить своє вираження в явищі гистерезиса з усіма його наслідками: наявністю залишкового намагнічування і коэрцитивной сили.

У чому причина гистерезиса? Вид кривих мал. 8 і 9, - розходження між    ходом наростання намагнічування ферромагнетика при збільшенні поле Н и ходом його розмагнічування при зменшенні Н,- показує, що при зміні намагнічування ферромагнетика, тобто при чи збільшенні зменшенні напруженості зовнішнього поле, орієнтація і дезорієнтація елементарних магнітів не відразу випливає за полем, а відбувається з відомим відставанням. Докладне вивчення процесів намагнічування і розмагнічування заліза й інших феромагнітних речовин показало, що феромагнітні властивості речовини визначаються не магнітними властивостями окремих чи атомів молекул, що самі по собі парамагнитны, а намагнічуванням цілих областей, називаних доменами,- невеликих ділянок речовини, що містять дуже велика кількість атомів.

Взаємодія магнітних моментів окремих атомів ферромагнетика приводить до створення надзвичайно сильних внутрішніх магнітних полів, що діють у межах кожної такої області і що вибудовують, у межах цієї області, всі атомні магнітики паралельно один одному, як показано на мал. 11. Таким чином, навіть при відсутності зовнішнього поле феромагнітна речовина складається з ряду окремих областей, кожна з який мимовільно намагнічена до насичення. Але напрямок намагнічування для різних областей по-різному, так що внаслідок хаотичності розподілу цих областей тіло в цілому виявляється у відсутності зовнішнього поле ненамагииченным.

Під впливом зовнішнього поле відбувається перебудова і перегрупування таких «областей мимовільного намагнічування», у результаті якої одержують перевагу ті області, намагнічування яких паралельно зовнішньому полю, і речовина в цілому виявляється намагніченим.

Один із прикладів такої перебудови областей мимовільного намагнічування показаний на мал. 11. Тут схематично зображені дві суміжні області, напрямки намагнічування яких перпендикулярне друг до друга.

При накладенні поле Н частина атомів області В, у який намагнічування перпендикулярне до поля, на границі її з областю А, у якій намагнічування рівнобіжне полю, повертається, так що напрямок їхнього магнітного моменту стає рівнобіжним полю. У результаті область А, намагнічена паралельно зовнішньому полю, розширюється за рахунок тих областей, у яких напрямок намагнічування утворить великі кути з напрямком поле, і виникає   переважне намагнічування тіла по напрямку   зовнішнього   поле. У дуже сильних зовнішніх полях можливі і повороти напрямку орієнтації всіх атомів у межах цілої області.

При знятті (зменшенні) зовнішнього поле відбувається зворотний процес розпаду і дезорієнтації цих областей, тобто розмагнічування тіла. Через великі в порівнянні з атомами розмірів «областей мимовільного намагнічування» як процес орієнтації їх, так і зворотний процес дезорієнтації відбувається з набагато великими утрудненнями, чим установлення чи орієнтації дезорієнтації окремих чи молекул атомів, що має місце в парамагнітних і діамагнітних тілах. Цим і порозумівається відставання намагнічування і розмагнічування від зміни зовнішнього поле,

т. е. гистерезис феромагнітних тел.

Феромагнітні матеріали

Феромагнітні матеріали поділяються на двох груп: магнітно-м'які і магнітно-тверді.

а) Магнітно-м'які матеріали (таблиця №1) застосовуються в якості магнитопроводів (сердечників) у пристроях і приладах , де магнітний потік постійний (полюсні башмаки і сердечники вимірювального механізму) або перемінний (наприклад, магнитопровід трансформатора). Вони мають низьке значення коерцитивной сили Hc (нижче 400А/м), високою магнітною проникністю і малими утратами від гистерезиса. До цієї групи матеріалів відносяться : технічне залізо і низкоуглеродистые стали, листові електротехнічні сталі, железоникелевые сплави з високою проникністю (пермаллои) і оксидні ферромагнетики - феррити й оксифери.

Технічне залізо зі змістом вуглецю до 0,04%, вуглеродні сталі і чавун широко застосовуються для магнитопроводів, що працюють в умовах постійних магнітних полів . Технічне залізо має високу індукцію насичення (до 2,2 Тл), високою магнітною проникністю і низкою коерцитивной силою.

Електротехнічні сталі - це сплави заліза з кремнієм (1-4%). Шляхом зміни змісту кремнію і застосуванням різних технологічних прийомів виходять сталі із широким діапазоном магнітних властивостей. Кремній поліпшує властивості технічного заліза: збільшуються початкової і максимальна магнітні проникності, зменшується коерцитивная сила, зменшуються втрати енергії від гистерезиса, збільшується питомий електричний опір, що важливо для зменшення так званих вихрових струмів , що виникають при циклічно змінюється магнітному полі і що нагрівають магнитопровод.

Сталі, з низьким змістом кремнію, мають низьку магнітну проникність, велику індукцію насичення і великих питомих втрат, вони застосовуються в установках і приладах ланцюгів постійного струму або перемінного струму низької частоти. Сталі з високим змістом кремнію застосовуються в тих випадках, коли потрібно мати високу магнітну проникність у слабких і середніх полях і малі утрати від гистерезиса і вихрових струмів , унаслідок чого вони можуть застосуються для магнитопроводов, що працюють при підвищеній частоті струму .

Розглянемо деякі види магніто-м'яких матеріалів, що найбільше часто застосовуються в промисловості.

Пермаллои - це сплави різного процентного вмісту заліза і нікелю, а деякі з них , крім того, молібдену, хрому, кремнію, алюмінію. Пермаллои мають високу магнітну проникність, у 10-15 разів більшу, ніж у листової електротехнічної сталі. У цих сплавах індукція насичення досягається при малих напряженностях полючи (від десятих часток до декількох сотень амперів на метр). Одні з них мають низьку індукцію насичення Bs (близько 0,6 -0,8 Тл), інші - відносно високу (1,3 - 1,6 Тл). До першої групи відносяться высоконикелевые пермаллои, що наприклад містить 79% нікелю і 3,8% молібдену, у якого Мн=22000; Мmax=120000; Bs=0,75Тл. До другої групи відносяться низконикелевые пермаллои, що наприклад містять 45% нікелю, у якого Мн=2500; Мmax=23000; Bs=1,5Тл.

У пермаллоів із прямокутною петлею гистерезиса (мал. 6) ступінь прямокутности петлі характеризується відношенням залишкової індукції Br до максимальної індукції Bmax, під якою розуміють індукцію при напруженості поля, у 5-10 разів перевищуючу коерцитивну силу. Це відношення досягає 0,85-0,99. Коерцитивна сила таких пермаллоів лежить у межах від 1 до 30 А/м.

Магнітні властивості пермаллоів у сильному ступені залежать від технології їхнього виготовлення.

У таблиці приведені дані про магнітні властивості деяких магніто-м'яких матеріалах. Такі матеріали намагнічуються у відносно слабких магнітних полях і мають високі значення початкової µн і максимальної µmax магнітних проникностей, малим значенням коерцитивної сили Hc . Значення Bmax - максимальної магнітної індукції - відповідає намагніченості насичення ферромагнетиків.

Магнітні властивості деяких магніто-м'яких матеріалів

У таблиці приведені дані про магнітні властивості деяких магніто-м'яких матеріалах. Такі матеріали намагнічуються у відносно слабких магнітних полях і мають високі значення початкової µн і максимальної µmax магнітних проникностей, малим значенням коэрцитивной сили Hc . Значення Bmax - максимальної магнітної індукції - відповідає намагніченості насичення ферромагнетиків

б) Магнітно-тверді матеріали (таблиця №2) призначені для виготовлення постійних магнітів усілякого призначення. Ці матеріали характеризуються великий коерцитивною силою і великою залишковою індукцією.

До магнітно-твердих матеріалів відносяться : вуглеродні, вольфрамові, хромисті і кобальтові сталі; їхній коерцитивная сила 5000-8000 А/м, залишкова індукція 0,8 - 1Тл. Вони мають ковкість, піддаються прокатці, механічній обробці і випускаються промисловістю у виді смуг або аркушів.

 До магнітно-твердих матеріалів, що володіють кращими магнітними властивостям, відносяться сплави: альни, альниси, альнико й ін. Вони характеризуються коэрцитивной силою Hc =20 000*60 000 А/м і залишковою індукцією Br=0,4*0,7 Тл.

Магнітні властивості деяких магніто-твердих матеріалів

У таблиці приведені основні дані про магнітні властивості деяких магніто-твердих матеріалів. Ці матеріали намагнічуються в порівняно сильних магнітних полях і мають великі значення коерцитивної сили Hc, великою залишковою магнітною індукцією Br, великими значеннями щільності енергії магнітного поля ω=Br ּHc і порівняно малими значеннями магнітної проникності.

Експериментальне вивчення властивостей ферромагнетиків.

Великий внесок в експериментальне вивчення властивостей ферромагнетиков вніс А. Г. Столетов. Запропонований ним експериментальний метод полягав у вимірі магнітного потоку Фm у феромагнітних кільцях за допомогою балістичного гальванометра.

Тороід, первинна обмотка якого складалася з N1 витків, мав сердечник з досліджуваного матеріалу (наприклад, відпаленого заліза). Вторинна обмотка з N2 витків була замкнута на балістичний гальванометр G (мал. А). Обмотка N1 включалася в ланцюг акумуляторної батареї Б. Напруга , прикладена до цієї обмотки, а, отже, і силу струму І1 у ній можна було змінювати за допомогою потенціометра R1. Напрямок струму змінювалося за допомогою комутатора К.

При зміні напрямку струму в обмотці N1 на протилежне, у ланцюзі обмотці N2 виникав короткочасний індукційний струм і через балістичний гальванометр проходив електричний заряд q , що дорівнює відношенню узятого зі зворотним знаком зміни потокосцепления вторинної обмотки до електричного опору R у ланцюзі гальванометра: