close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Kirshina2

код для вставкиСкачать
МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ
федеральное государственное автономное образовательное учреждение
высшего образования
Санкт-Петербургский государственный университет аэрокосмического
приборостроения
____________________________________________________________
М.А.Плотянская, И.А.Киршина, Н.В.Наймитенко, В.Г.Федченко О.М.Филонов
МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ
Часть 2. Магнитные материалы
Методические указания к выполнению лабораторных работ
Санкт-Петербург
2017
УДК 621. 315. 416
Методические указания к выполнению лабораторных работ
Киршина И.А.,
Наймитенко Н.В., Плотянская М.А., Федченко В.Г., Филонов О.М. Материаловедение.
Часть 2. Магнитные материалы.
Методические указания к выполнению лабораторных работ подготовлены на кафедре
конструирования и технологий электронных и лазерных средств университета
аэрокосмического приборостроения и предназначены для студентов всех технических
направлений подготовки бакалавриата и специалитета для выполнения лабораторных работ
и самостоятельной подготовки.
Рассмотрены вопросы строения и свойств электротехнических материалов;
закономерности формирования структуры кристаллических материалов с использованием
типовых диаграмм фазового состояния сплавов. Изложены современные данные о
магнитных и электрических свойствах материалов. Рассмотрены материалы с особыми
магнитными свойствами
2
Содержание
1 Магнитные материалы
1.1 Основные магнитные характеристики. Классификация видов магнетизма
1.2 Природа ферромагнетизма. Доменная структура ферромагнетиков
1.3 Основная кривая намагничивания и предельный гистерезисный цикл.
Процесс технического намагничивания
1.4 Коэффициент размагничивания
1.5 Теория коэрцитивной силы ферромагнитных материалов с многодоменной
структурой
1.6 Теория коэрцитивной силы ферромагнитных материалов с однодоменной
структурой
1.7 Зависимость индукции насыщения и остаточной магнитной индукции от
химического состава и структуры материала
1.8 Магнитомягкие материалы для работы на низких частотах
1.9 Магнитомягкие материалы для работы на высоких частотах
1.10 Магнитотвердые материалы
2. Лабораторная работа №8. Исследование магнитотвердых материалов
3. Лабораторная работа №9. Исследование магнитомягких материалов
4. Лабораторная работа №10. Определение температуры Кюри магнитных
материалов
3
4
4
5
11
16
18
21
23
27
31
35
39
44
47
1. Магнитные материалы
1.1 Основные магнитные характеристики. Классификация видов магнетизма
Магнитное поле, как и электрическое, является формой существования материи. Оно
проявляется в пространстве посредством возникновения магнитных сил, действующих
только на движущиеся электрические заряды.
Ампер (1931г.) предположил, что каждый элементарный магнит представляет собой
круговой ток, циркулирующий внутри частицы вещества (атома, молекулы и группы
молекул).
Любой круговой ток можно охарактеризовать магнитным моментом, равным
произведению силы электрического тока на площадь, охватываемую током.
Рисунок 1
Вектор магнитного момента (М) направлен по нормали к плоскости контура так,
чтобы из конца вектора ток казался протекающим против часовой стрелки. Если магнитный
момент создается каким-то веществом, то, разделив величину этого момента на объем
образца, получим удельный магнитный момент J, который называется намагниченностью
данного вещества
J M /V
При внесении образца из исследуемого вещества во внешнее магнитное поле,
величина намагниченности не остается постоянной, но изменяется в зависимости от
напряженности внешнего магнитного поля. Коэффициент пропорциональности называют
магнитной восприимчивостью.
J  kH
По величине магнитной восприимчивости все вещества делятся на три группы:
диамагнетики, парамагнетики и ферромагнетики.
Диамагнетиками называют вещества, восприимчивость которых отрицательна (они
выталкиваются из неравномерного магнитного поля) и не зависит от напряженности
магнитного поля.
Парамагнетиками называют вещества, магнитная восприимчивость которых больше
нуля и не зависит от напряженности магнитного поля. Парамагнетики слабо втягиваются в
неравномерное магнитное поле.
Ферромагнетики - вещества, для которых магнитная восприимчивость есть величина
положительная и зависит от напряженности магнитного поля. Ферромагнетики сильно
втягиваются в неравномерное магнитное поле.
Наряду с намагниченностью используется при технических расчетах такая
характеристика, как индукция В. Если существует в каком-то пространстве магнитное поле,
то индукция этого поля (плотность магнитного потока) связана с напряженностью
4
магнитного поля
B  0  H
Коэффициентом пропорциональности в системе СИ является некоторая физическая
константа µo - абсолютная магнитная проницаемость вакуума.
Если в некотором объеме существует еще и вещество, то индукция магнитного поля
зависит не только от напряженности внешнего магнитного поля, но и от намагниченности
вещества
B  0  ( H  J ) ,
-7
где µ0= 4π· 10 ( Тл ).
Иногда эту же характеристику записывают, вводя дополнительную магнитную
характеристику вещества µ – относительную магнитную проницаемость вещества
B  0    H
Величина эта безразмерная и показывает, во сколько раз увеличивается индукция
магнитного поля в объеме, занятом веществом. По абсолютной величине относительная
магнитная проницаемость близка к магнитной восприимчивости
  1 K
Если внести пробный магнит в поле, неравномерное в пределах его длины , то можно
измерить силу, действующую на этот пробный магнит. Такое действие свидетельствует о
том, что в разных точках магнитного поля действует разная напряженность магнитного
поля. Напряженность Н – величина векторная. За положительное направление принимают
направление действия поля на северный полюс магнита.
Поле, напряженность которого постоянна в разных точках по величине и
направлению, называют однородным. Такое поле действует на оба полюса магнита с
одинаковыми и противоположно направленными силами, образующими пару сил.
Напряженность поля длинной цилиндрической катушки, витки которой намотаны в
виде спирали, представляет собой постоянную величину по оси соленоида и по форме
силовых линий и их распределению не отличается от постоянного магнита.
Обычно напряженность поля для такой катушки
H  N  I /1
За единицу напряженности принимается напряженность поля такой катушки, что при
намотке на 1м длины l по образующей цилиндра с числом витков N по виткам протекает
ток I/N А.
1.2 Природа ферромагнетизма. Доменное строение ферромагнетиков
Все ферромагнетики делят на три группы: металлы железной группы, редкоземельные
элементы и сплавы, которые состоят из немагнитных компонентов, но сами обладают
ферромагнитными свойствами.
В первой группе три металла: железо, никель и кобальт, которые входят и во все
ферромагнитные металлические сплавы, применяющиеся в технике. Находят применение
они и в чистом виде.
Вторая группа включает шесть редкоземельных элементов: гадолиний, диспрозий,
5
тербий, гольмий, эрбий и тулий.
К третьей группе ферромагнетиков принадлежат сплавы, которые составлены из
неферромагнитных компонентов, но которые сами (в виде сплавов) проявляют
ферромагнитные свойства. В технике известны сплавы на основе серебра, платины, висмута
с ферромагнитными свойствами.
Магнетизм (и ферромагнетизм, частности) - это свойство движущегося
электрического заряда. Можно предположить, что движение электронов в атоме будет
создавать магнитные свойства вещества.
Электрон вращается вокруг ядра, поэтому естественно предположить, что именно
орбитальное движение и создает магнитные свойства. Величина тока, движущегося по
орбите электрона, может быть найдена как произведение заряда электрона на частоту
вращения, при этом создается магнитный орбитальный момент электрона
M  I S  q f S
(1)
Механический момент движущегося по орбите электрона можно рассчитать по
формуле
Lорб  n   m V  r
Он принимает только определенные квантовые значения (согласно теории Бора). Если
учесть выражения для скорости (V=ω·r) и круговой частоты электрона (ω=2π·f), то
уравнение можно переписать в виде равенства
Lорб  m  2    f  r 2  m  2  f  S  n 
При этом площадь электронной орбиты
S
n
2m f
Подставив это выражение в формулу для магнитного орбитального момента
электрона, получим окончательную формулу
M обр 
qn
2m
Из этого выражения ясно, что магнитный момент, как и механический, квантуется.
Взяв квантовое число равным 1, получаем минимальный магнитный момент (квант
магнитного момента). Этот квант назвали магнетоном Бора
б 
q
 9, 27 1024 (A м2 )
2m
Отношение магнитного момента к механическому называется гиромагнитным
отношением
Ãî ðá 
6
Ì
î ðá
Lî ðá
Если подставить в это отношение выражения для магнитного и механического
моментов, получим постоянное число
Ãî ðá 
q
2m
Когда экспериментально определили гиромагнитное отношение, у ферромагнетиков
результат оказался в два раза больше расчетного
Ãñï  2 Ãî ðá 
q
m
Это не могло быть простой ошибкой. Умножим полученное экспериментально
гиромагнитное отношение на величину магнетона Бора. При этом должен получиться
механический момент
Lсп 
q m

2m q
Величина этого момента оказывается пропорциональной постоянной Планка, точнее
постоянной Ферми с коэффициентом пропорциональности равным ± 1/2
Lсп 
2
 ms 
Этот коэффициент пропорциональности является четвертым квантовым числом
электрона. Появляется оно потому, что электрон участвует еще в одном движении –
спиновом (рисунок 2). Об этом говорит и магнитный момент ферромагнетика. Таким
образом, можно сделать вывод, что магнитный момент ферромагнетиков имеет спиновую
природу.
Рисунок 2 - Боровская модель атома
Рассмотрим строение электронной оболочки атома наиболее распространенного
ферромагнетика - железа. Железо имеет заряд +26, поэтому вокруг ядра в атоме железа
вращаются 26 электронов, которые заполняют соответствующие электронные оболочки
(рисунок 3).
У железа 3d оболочка недостроена. Максимально на этой оболочке может
содержаться 10 электронов. С учетом правила Хунда заполнение оболочки идет таким
образом, что оболочку занимают сначала 5 электронов со спином одного направления, а
потом один электрон с противоположным спином. Поэтому суммарный магнитный момент
7
этой оболочки равен 4 магнетонам Бора.
Рисунок 3
Этот магнитный момент и составляет практически суммарный магнитный момент
изолированного атома железа.
Магнитный момент изолированного атома кобальта равен 3 магнетонам Бора, а
магнитный момент атома никеля – 2 магнетонам Бора. В кристаллической решетке в
результате взаимодействия с соседними атомами каждый атом вносит меньший вклад в
общий суммарный магнитный момент ферромагнетика.
Между двумя атомами, обладающими отличными от нуля магнитными моментами
действуют особый вид взаимодействия – обменное (рисунок 4). При этом энергия
обменного взаимодействия
Wобм   A  M1  M 2  Cos 
(2)
Величина коэффициента А зависит от отношения параметра кристаллической
решетки к радиусу недостроенной электронной оболочки, которая и создает магнитный
момент атома (рисунок 5).
Рисунок 4
Рисунок 5
На кривой можно выделить три участка. Второй участок соответствует
ферромагнетизму. Энергия обменного взаимодействия имеет достаточно большую
величину и знак минус, что говорит о том, что векторы магнитных моментов повернуты
параллельно друг другу. При этом косинус угла равен 1. Действительно, система
самопроизвольно стремится сохранить знак (-) перед энергией обменного взаимодействия,
так как в этом случае энергия обменного взаимодействия вычитается из общего запаса
свободной энергии системы. Любая система всегда стремится иметь минимальный запас
свободной энергии. При положительном коэффициенте А сделать это можно только установлением такого угла между векторами магнитных моментов, чтобы косинус был равен
+1. Энергия теплового колебательного движения стремится к беспорядочному
расположению векторов, но так как абсолютная величина энергии обменного
взаимодействия большая (больше энергии тепловых колебаний), то она удерживает
векторы магнитных моментов параллельно друг другу. Третья область имеет малую
величину коэффициента А, поэтому мала абсолютная величина энергии обменного
8
взаимодействия, эта энергия не может удержать векторы магнитных моментов параллельно
друг другу и векторы располагаются беспорядочно. Это соответствует парамагнетизму.
Первая область имеет отрицательную величину коэффициента А, поэтому, чтобы сохранить
в формуле для энергии знак минус, угол должен иметь величину 180°, т.е. векторы
магнитных моментов атомов должны быть антипараллельны, что соответствует
антиферромагнетизму.
Можно сформулировать два условия ферромагнетизма:
а) магнитные моменты атомов отличны от нуля;
б) если выполняются неравенства 3 ≤ a/r, то существует температура θ (температура Кюри),
ниже которой |Wоб| > |Wтепл|.
Если вещество отвечает двум условиям ферромагнетизма, то магнитные моменты
атомов расположены параллельно, а это означает, что вещество намагничено до насыщения
и вокруг него должно существовать магнитное поле. В действительности такого поля нет
(пока ферромагнетик не намагничен внешним магнитным полем). Это связано с тем, что
ферромагнетики имеют доменное строение. Они разбиты на отдельные области (домены), в
пределах которых все магнитные моменты атомов параллельны друг другу, т.е. отвечают
двум условиям ферромагнетизма, но магнитные моменты доменов Js так ориентированы в
пространстве, что при их суммировании получается нулевой магнитный момент и
ферромагнетик кажется ненамагниченным. Внешнее магнитное поле у такой структуры
практически равно нулю (рисунок 6).
Рисунок 6
Рисунок 7
С появлением доменного строения изменяется энергия, запасенная во внешнем
магнитном поле (магнитостатическая энергия). Чем больше число доменов, тем меньше эта
магнитостатическая энергия (кривая 1 на рисунке 7). Практически при многодоменном
строении остаются небольшие замыкающие магнитные поля между соседними доменами,
которые можно обнаружить экспериментально с помощью достаточно точных измерений.
С появлением многодоменного строения появляются и границы между доменами, на
которые необходимо затрачивать определенную энергию. Энергия доменных стенок есть
преимущественно энергия магнитной анизотропии (кривая 2 на рисунке 7). Суммируя эти
оба вида энергии, получаем кривую 3 на рис.7, которая имеет минимум при определенном
числе доменов. Поэтому система самопроизвольно делится на оптимальное число доменов.
Можно рассмотреть и строение границы между доменами. Если эту границу представить
как некоторую условную линию между двумя соседними рядами атомов, то вектора
магнитных моментов двух атомов, принадлежащих разным доменам, будут
разориентированы на значительные углы (90 или 180°), поэтому величина энергии
обменного взаимодействия между такими атомами будет значительной. Если же стенку
представлять имеющей толщину из многих видов атомов, то поворот векторов магнитных
моментов в пределах стенки будет происходить постепенно и энергия обменного
взаимодействия будет тем меньше, чем меньше будет угол разориентации, т.е. чем толще
будет доменная стенка (по аналогии с кривой 1 на рисунке 7).
С другой стороны, в пределах каждого магнитного домена векторы магнитных
доменов развернуты в направлениях легкого намагничивания. Это происходит
9
самопроизвольно без нашего участия.
Речь в данном случае идет о том, что намагничивание материала есть анизотропное
свойство. Если попытаться намагничивать монокристалл в разных направлениях, то
энергия, затрачиваемая на процесс намагничивания (заштрихованная область на рисунке 8),
будет разной.
Рисунок 8
Можно найти направление, по которому намагнитить ферромагнетик легче всего, это
направление называют направлением легкого намагничивания (НЛН) и можно найти
направление, по которому намагничивать труднее всего, это - направление трудного
намагничивания (НТН). Энергия, заключенная между этими крайними кривыми,
называется энергией магнитной анизотропии. Когда в пределах доменной стенки векторы
магнитных моментов доменов поворачиваются из одного НЛН в другое, то они находятся в
НТН, поэтому доменная стенка обладает повышенным запасом энергии, которая по своей
природе есть энергия магнитной анизотропии (кривая 2 на рисунке 7). Просуммировав обе
кривые, получаем зависимость (3), которая имеет минимум. Система всегда стремится
занять положение с минимальным запасом свободной энергии, поэтому устанавливается
оптимальная толщина доменных стенок. Примеры кристаллических решеток и направлений
намагничивания приведены на рисунке 9.
Рисунок 9 - Кристаллические решетки и направления намагничивания
Заканчивая рассмотрение данного вопроса, следует отметить, что кроме названных
видов энергии при намагничивании существуют и другие виды энергий
W  Wоб  Wк  W  Wо  Wм
В общем случае система стремится к минимальному значению этой суммы, так как
она входит в общий запас свободной энергии системы. Когда намагничивается какой-либо
10
образец ферромагнетика, то наряду с изменением магнитного состояния, он меняет и
размеры (удлиняется или укорачивается). Это явление называют магнитострикцией и
оценивают величиной относительного удлинения образца

1
1
Так как намагничивание может быть у образца разным, то условились сравнивать
различные ферромагнетики по коэффициенту магнитострикции, измеряя этот коэффициент
в состоянии насыщения (λs). Коэффициент магнитострикции может быть положительным и
отрицательным. При намагничивании многодоменного ферромагнетика происходит
перемагничивание каждого домена, поэтому каждый домен изменяет свои размеры
поразному и внутри материала создаются внутренние напряжения, которые следует
преодолеть в процессе намагничивания. На это требуется затратить некоторую энергию,
которая называется энергией магнитострикции насыщения (Wλ). Магнитостатическая
энергия (Wo) представляет собой энергию, запасенную во внешнем магнитном поле домена.
С уменьшением размера домена, уменьшается величина Js2 и, следовательно -Wo .
Энергия магнитного взаимодействия Wм определяет энергию взаимодействия
внешнего намагничивающего поля (Н) и поля домена Js. Формула для расчета этой энергии
напоминает формулу для энергии обменного взаимодействия
Wк  K
3
W     s   i
2
Wo  b  0  N  J s2
Wм  0  J s  H  Cos
Если при больших размерах образца ферромагнетики самопроизвольно стремятся к
многодоменному строению, то в процессе дробления ферромагнетика можно получить
малую по размерам частицу, для которой однодоменное состояние оказывается более
предпочтительным, чем многодоменное, так как энергия, запасенная во внешнем поле,
будет меньше энергии запасенной в доменной стенке. Любой ферромагнетик можно
перевести в однодоменное состояние.
1.3 Основная кривая намагничивания и предельный гистерезисный цикл
Для построения основной кривой намагничивания можно использовать замкнутый
образец из ферромагнетика с намагничивающей обмоткой, как это показано на рисунке 10,
и, если через его обмотку пропускать намагничивающий ток, магнитное состояние образца
будет меняться. Исходное состояние соответствует точке 0 на кривой зависимости B= φ(Н)
(рисунок 11).
11
Рисунок 10
Рисунок 11
По мере увеличения тока растет индукция в образце по кривой 0a. Индукция в точке а
называется индукцией насыщения (Bs) . Это самая большая индукция, которая может быть
получена у данного вещества. Если продолжать намагничивание, то индукция будет расти в
данном объеме пространства и выше точки а, пропорционально увеличению
напряженности намагничивающего поля, однако, образец ферромагнетика на величину
этой индукции уже не будет оказывать никакого влияния, а рост индукции будет
пропорционален росту напряженности намагничивающего поля с коэффициентом
пропорциональности µo . Если размагничивать образец ферромагнетика после того как его
намагнитили до насыщения и выше, то до точки a размагничивание будет происходить по
той же кривой, что и намагничивание, а начиная с точки а, кривая размагничивания (кривая
аb) не будет совпадать с кривой намагничивания. Если уменьшить намагничивающий ток
до нуля, после намагничивания образца до насыщения, то попадем в точку b . Можно
изменить направление намагничивающего тока и начать намагничивание в
противоположном направлении. В результате достигнем точки c, а затем d , при этом
образец окажется перемагничен до насыщения в противоположном направлении по
сравнению с точкой а. Наконец, меняя еще раз направление тока можно опять вернуться в
точку а, замкнув кривую аbcdef, которая называется предельным гистерезисным циклом.
Таким образом, в процессе перемагничивания образца получают две кривые: основную
кривую намагничивания 0a и предельный гистерезисный цикл аbcdef.
По этим двум кривым можно определить несколько важных магнитных характеристик
ферромагнетика. Первая - индукция насыщения (Bs) (см. выше). Вторая характеристика
представляет собой индукцию остаточную (Br). Это индукция, которая остается в
предварительно намагниченном до насыщения замкнутом кольцевом образце при
уменьшении напряженности намагничивающего поля до нуля.
Третья характеристика - коэрцитивная сила Нc. Коэрцитивной силой называют
напряженность намагничивающего поля, взятую с обратным знаком, которую надо
приложить к предварительно намагниченному до насыщения замкнутому кольцевому
образцу, чтобы уменьшить индукцию в образце до нуля.
По основной кривой намагничивания можно определить относительную магнитную
проницаемость

B
 m  tg
( 0  H )
Таким образом, µ пропорциональна тангенсу угла наклона секущей, проведенной
через начало координат и точку, в которой определяется проницаемость. Коэффициент
пропорциональности m зависит от выбранных масштабов по осям.
Если точка скользит по кривой к началу координат, то тангенс угла уменьшается и
уменьшается относительная магнитная проницаемость. При определении проницаемости
вблизи точки 0, мы получаем характеристику µн, которую называют начальной магнитной
проницаемостью. Эта характеристика приводится в справочниках и является важной при
работе ферромагнетика в слабых магнитных полях. Если точка скользит вдоль основной
кривой намагничивания вверх по направлению к точке а, то на изгибе основной кривой
намагничивания секущая превращается в касательную к основной кривой намагничивания,
а угол наклона этой касательной и тангенс угла будут максимальными. Пропорционально
максимальному тангенсу получаем максимальную относительную магнитную
проницаемость µmax, которая важна для материалов, работающих в сильных магнитных
полях.
На рисунке 12 приведена типичная зависимость относительной магнитной
проницаемости ферромагнетика от напряженности магнитного поля, на которой отмечены
12
обе магнитные характеристики
Рисунок 12
По предельному гистерезисному циклу можно определить также потери в
ферромагнетике. Потери в ферромагнетике складываются из двух видов потерь: на
гистерезис и на вихревые токи
PГ  a  H c '  Bm  f
(3)
PB  b  f 2  Bm2  d 2
(4)
Если перемагничивание производить медленно, то площадь гистерезисного цикла
будет пропорциональна потерям на гистерезис. Если же направление тока намагничивания
менять быстро, то в сердечнике магнитопровода возникают вихревые токи, которые
вызывают появление потерь на вихревые токи. Площадь гистерезисного цикла растет, а сам
цикл меняет при этом свою форму, приближаясь к эллипсу.
На предельном гистерезисном цикле работают редко, гораздо чаще на цикле,
лежащем внутри предельного, который называется рабочим гистерезисным циклом.
По формуле 3 рассчитывают потери на гистерезис рабочего гистерезисного цикла за
единицу времени. Эти потери зависят от коэрцитивной силы рабочего цикла (Н'c),
максимальной индукции (Вm) и частоты перемагничивания. Коэффициент α учитывает
форму гистерезисного цикла.
Потери на вихревые токи рассчитывают по формуле 4, в которую входят уже
известные величины, а также отношение квадрата толщины листа магнитопровода (d) к
удельному электрическому сопротивлению материала магнитопровода (ρ).
Из формулы ясно, что для того, чтобы уменьшить потери на вихревые токи в
трансформаторе, необходимо набирать пакет магнитопровода трансформатора из тонких
пластин ферромагнитного материала, изолированных электрически друг от друга, а не
делать сплошным. Материал должен иметь высокое ρ, что достигается легированием.
Рассмотрим характер изменения доменной структуры ферромагнетика при
намагничивании.
Энергия взаимодействия магнитного домена с внешним намагничивающим полем
находится по формуле 5
W  0  J s2  H  Cos
(5)
Это энергия, которую в предыдущей теме назвали энергией магнитного
взаимодействия. При этом взаимодействуют два магнитных поля: внешнее и поле
магнитного домена.
В процессе намагничивания нет необходимости знать абсолютную величину энергии
магнитного взаимодействия. Достаточно знать изменение этой энергии в процессе
намагничивания (перемагничивания). Для этого необходимо условиться в начальном
уровне отсчета энергии. Удобнее начать отсчет от состояния, когда направления векторов
13
намагничивания магнитных доменов Js совпадают
намагничивающего поля (φ=0)
W0  0  J s  H
с
направлением
внешнего
Тогда изменение энергии в процессе перемагничивания
W0  W  W0  0  J s  H  (1  Cos  )
На рисунке 13 показана граница двух доменов 1 и 2, которая подвергается действию
намагничивающего поля Н (направление поля показано стрелкой). При взаимодействии
намагничивающего поля с полем первого домена энергия системы не изменяется (∆W1=0) ,
а со вторым доменом увеличивается (∆W2=2µ0JsH). Это увеличение невыгодно системе,
поэтому она отреагирует таким образом, чтобы уменьшить это увеличение, передвинув
стенку между доменами в сторону второго домена. При этом первый домен будет расти в
объеме, а второй - уменьшаться.
Рисунок 13
Рисунок 14
На рисунке 14 показана стенка между доменами при своем движении. Пусть стенка в
положении X имеет определенный запас поверхностной удельной энергии стенки γ. Если
она передвинется на некоторую величину, то произойдет и изменение поверхностной
энергии стенки (γ + dγ), так как энергия стенки зависит от ее положения в ферромагнетике.
Выигрыш равен энергии намагничивания части объема второго домена в результате
движения стенки, а проигрыш, который уравновешивает этот выигрыш, равен суммарной
изменившейся энергии стенки
20  J s  H  S  dx  dj  S
Преобразуя это равенство, можно написать уравнение, которое называют уравнением
движения доменной стенки
 dj 
H    /  2  0  J s 
 dx 
На рисунке 15 показан характер изменения градиента энергии доменной стенки от
величины X.
В исходном состоянии стенка находится в положении Х₀. Если из этого исходного
положения сместить стенку внешним магнитным полем в положение X₁, то при
выключении внешнего поля стенка сама вернется в положение Х₀, т.е. такое смещение
будет обратимым (остаточная намагниченность отсутствует). Если полем сместить стенку в
положение Х₂, то из этого положения стенка сама без приложения энергии извне перейдет в
положение X₄. Если в положении Х₄ выключить внешнее поле, то стенка скатится в
ближайшую потенциальную яму (положение Х₃), но не вернется в исходное состояние X₀,
14
появится остаточная намагниченность.
Рисунок 15
На рисунке 16 показана кривая намагничивания, где можно выделить участки I и II.
На участке 1а происходит упругое смещение стенок между доменами из исходного
положения. Участок этот называется зоной Релея. Здесь отсутствует гистерезис. На участке
1б происходит скачкообразное перемещение границы между доменами. Скачки называют
скачками Варкгаузена. Для этого участка характерна остаточная намагниченность и
гистерезисный цикл. Зона I - это зона намагничивания за счет смещения доменной стенки.
Зона II представляет зону с иным механизмом намагничивания. Здесь происходит поворот
вектора магнитного момента. Изменение доменной структуры при этом показано на
рисунке 16.
Когда поле отсутствует, ферромагнетик имеет исходную доменную структуру. С появлением внешнего намагничивающего поля начинают расти домены, векторы
намагниченности которых, благоприятно ориентированы относительно направления
вектора напряженности внешнего поля, но многодоменное строение при этом еще
сохраняется. Если намагничивающей поле продолжает увеличиваться, то наступает момент,
когда неблагоприятно ориентированные домены практически исчезают и весь образец
ферромагнетика превращается в один домен (если образец представляет собой
монокристалл). Если образец поликристаллический, то однодоменным становится каждое
зерно этого поликристаллического образца. Это состояние соответствует окончанию
первого участка на кривой намагничивания.
Рисунок 16 - Основная кривая намагничивания и изменение доменной структуры
ферромагнетика при изменении напряженности магнитного поля
Дальнейшее намагничивание продолжается за счет поворота вектора магнитного
момента до тех пор, пока этот вектор не будет параллельным вектору напряженности
намагничивающего поля. Такое состояние соответствует режиму насыщения. Если теперь
выключить внешнее намагничивающее поле, то новые домены в образце не появятся, но
вектор магнитного момента из направления параллельного вектору Н, вернется в
15
ближайшее направление легкою намагничивания.
1.4 Коэффициент размагничивания
В предыдущей теме было рассмотрено поведение замкнутого тороидального
ферромагнитного образца в магнитном поле. Если же образец разомкнутый (например,
стержень на рисунке 17), то поведение образца будет другим. Намагничиваясь в поле,
образец создает магнитные полюса и образует свое собственное магнитное поле, которое
называют размагничивающим полем полюсов. Напряженность этого поля пропорциональна
намагниченности
Hp  N  J
Коэффициент пропорциональности N называют коэффициентом размагничивания. Он
зависит от формы образца. Чем длиннее стержень, тем дальше полюса магнита разнесены в
пространстве, тем меньше коэффициент размагничивания (рисунок 18), и наоборот. Таким
образом: разомкнутый ферромагнитный образец в магнитном поле находится
одновременно под действием двух полей: внешнего поля Н и размагничивающего поля
полюсов Hp, которые направлены навстречу друг другу.
Для того чтобы определить действительное магнитное состояние такого образца,
возьмем основную кривую намагничивания для материала, из которого изготовлен такой
образец и которая получена для замкнутого кольцевого образца (рисунок 19). Отложим
напряженность намагничивающего поля Н, при этом, если бы образец был кольцевым, то
для определения индукции достаточно восстановить перпендикуляр из точки А. Для
разомкнутого образца надо еще отложить из точки А размагничивающее поле полюсов и
только потом восстановить перпендикуляр. Координата точки d и определит
действительную индукцию в образце Bd . Затруднение заключается в том, что неизвестна
напряженность размагничивающего поля полюсов. Построим прямоугольный треугольник
Adm.
Рисунок 17
Рисунок 18
Рисунок 19
Для точки d индукцию можно найти по формулам 6 и 7
Bd  0  ( H d  J d )
Bd  0    H d
(6)
(7)
Из уравнения 6 находим намагниченность в точке d
J d  ( Bd  0  H d ) / 0
(8)
Из уравнения 7 - относительную магнитную проницаемость в точке d, которая всегда
16
больше 1

Bd
0  H d
1
Поэтому уравнение 8 приобретает вид
J d  Bd / 0
Из треугольника Adm находим выражение
H
N  Jd N
md
,
 tg  p 

ma
Bd
Bd
0
Отсюда
  arctg (
N
0
)
С учетом этой формулы всегда можно найти действительное магнитное состояние
материала (точку d) простым построением. Откладываем напряженность внешнего
намагничивающего поля» находим угол размагничивания, проводим луч из точки А под
углом размагничивания до пересечения с основной кривой намагничивания. Наличие
воздушного зазора делает кривую намагничивания более пологой (пунктирная линия на
рисунке 19).
Особенно большую роль играет воздушный зазор в работе постоянных магнитов,
которые обязательно делают с воздушным зазором.
Чтобы получить постоянный магнит, его предварительно намагничивают до
насыщения, а затем убирают намагничивающее поле и работа магнита происходит за счет
остаточного намагничивания. Если бы магнит был изготовлен в виде замкнутого образца,
то его магнитное состояние можно было бы описать кривой размагничивания и такой
характеристикой как остаточная индукция Вr. При наличии воздушного зазора найдем угол
размагничивания, если известен для данной формы образца коэффициент размагничивания
N. Построив угол размагничивания, как это показано на рисунке 20, найдем точку d,
координаты которой и определяют действительную индукцию в образце Bd
и
действительную напряженность магнитного поля Нd. Напряженность магнитного поля Ho в
воздушном зазоре пропорциональна величине Hd
H 0  H d (ld / l0 ) ,
гдe ld и l0 - длина магнита и воздушного зазора соответственно.
17
Рисунок 20
Энергия, которую отдает единица объема магнитного материала в воздушном зазоре
(энергия магнитного поля) определяется по формуле
W
Bd  H d
2
С изменением угла размагничивания эта энергия изменяется по кривой с максимумом
(рисунок 20).
Максимальная энергия соответствует оптимальному углу размагничивания. Поэтому
каждый материал должен быть при изготовлении магнита воплощен в такую форму, чтобы
она соответствовала оптимальному углу размагничивания. В справочниках эта очень
важная характеристика магнитных материалов указывается в одном из трех вариантов:
Wmax, (Bd·Hd/2)max, (Bd·Hd)max.
1.5 Теория коэрцитивной силы ферромагнитных материалов с многодоменной
структурой
Если намагнитить ферромагнетик с многодоменной структурой до насыщения, а
потом убрать намагничивающее поле, то по кривой размагничивания попадем в точку В r
(рисунок 21). Чтобы попасть по этой кривой в точку Нc необходимо приложить
определенной величины поле обратного направления по сравнению с намагничивающим
полем. При этом произойдет размагничивание материала до такого состояния, что с учетом
этого внешнего размагничивающего поля индукция станет равной нулю.
Рисунок 21
По какому же механизму идет размагничивание? Состояние в точке В r
характеризовалось тем, что кристалл представлял собой один домен, а вектор
намагниченности вернулся из положения параллельного вектору напряженности
магнитного поля, в ближайшее направление легкого намагничивания.
При приложении поля обратного знака можно было бы предположить, что
перемещение по кривой размагничивания должно происходить за счет поворота вектора
намагниченности внешним полем, а не за счет движения доменных стенок, которых в
материале просто нет.
В действительности все происходит наоборот. Оказывается, что в материале всегда
(даже в состоянии режима насыщения) остаются так называемые "антифазные домены", т.е.
домены неблагоприятно ориентированные относительно намагничивающего поля. Теперь,
когда мы прикладываем поле противоположного направления, эти "антифазные домены"
начинают расти. Поэтому размагничивание происходит по механизму смещения доменных
стенок.
18
Уравнение движения доменной стенки было получено ранее. Единственное
уточнение, которое следует в этом уравнении сделать - перейти от текущего значения
напряженности поля к его максимальному значению (коэрцитивной силе), а следовательно,
и к максимальному градиенту
1
dj
H c   0  J s 
2
dx
(9)
Существующие теории коэрцитивной силы различаются между собой смыслом,
который они вкладывают в понятие удельной магнитной энергии доменной стенки γ.
Первая теория называется теорией внутренних напряжений. Согласно этой теории при
смещении доменной стенки, векторы магнитных моментов выходят из положения легкого
намагничивания, занимая различные другие положения. Это сопровождается
магнитострикцией, т.е. деформацией ферромагнетика, на что требуется энергия. Удельную
поверхностную энергию стенки можно представить в виде произведения объемной
удельной энергии на толщину стенки
  W
Удельную объемную энергию магнитострикции можно найти по формуле
3
W   s   i
2
Подставив эти выражения в уравнение 9, и проведя ряд упрощений, получим
уравнение
H c  3 / 2  (s   i ) / 2  ( 0  J s )   d i / dx max
Теперь в данной формуле имеем градиент внутренних напряжений. Характер
изменения σi по координате х показан на рисунке 22
Рисунок 22
Это можно выразить в виде уравнения
d i
2   i
 tg 
dx
l
Вводим коэффициент р (p=δ/l) и получаем окончательную формулу
H c  3 / 2  (s   i ) / ( 0  J s )  p
19
(10)
Экспериментальная проверка полученного уравнения показала, что иногда
теоретические расчеты не совпадают с экспериментальными результатами, поэтому в
дальнейшем была создана еще одна теория, теория немагнитных включений. Она
предполагает, что внутри ферромагнетика всегда имеются немагнитные включения
(раковины, поры, трещины, включения немагнитных фаз).
Стенка, перемещаясь по ферромагнетику, попадает на включения, и в той части
стенки, которая приходится на включение (незаштрихованные участки) отсутствуют
векторы магнитных моментов атомов» поэтому стенка уменьшает свою энергию. Чтобы
"сдернуть" эту стенку с включения, необходимо совершить работу.
Рассмотрим плоскую картину, изображенную на рисунке 23
Рисунок 23
Энергия магнитного поля, двигающая доменную стенку, записана в левой части
уравнения, а энергия, затрачиваемая на изменение энергии стенки - в правой
2  0  J s  H  A22  dx  j  dS
(11)
Под энергией доменной стенки здесь понимается энергия магнитной анизотропии
W  K ;   K 
Считаем включения малыми по размерам
À1  À2  d ; d  À1 ; d  À2 ; À1  À2
Максимальная площадь, на которую изменяется площадь, занимаемая стенкой
Smax    d 2 / 4 ,
а градиент этой площади
(dS / dx)max  (dS / dd)max    d / 4
Подставляем полученный результат в уравнение 11, умножаем и делим все на диаметр
включения и, вводя соответствующие коэффициенты, получаем окончательный результат
Hc    p 
20
K
0  J s
(12)
Уравнение 12 имеет такую же сходимость с экспериментальными измерениями, как и
уравнение 10, поэтому в дальнейшем их стали объединять в одно
(13)
H c    p  (3 / 2  s   i  K) / (0  J s )
Это объясняется тем, что обе рассматриваемые в двух теориях причины имеют место.
В материалах всегда имеются немагнитные включения, вокруг которых, главным образом,
и распространяются зоны внутренних напряжений.
При создании ферромагнетиков обычно приходится решать две задачи: получить
очень малую Нc у магнитомягких материалов магнитопроводов и получить высокую Нc у
магнитотвердых материалов постоянных магнитов. Для получения очень малой
коэрцитивной силы необходимо все величины, стоящие в числителе формулы 10,
уменьшать, а стоящие в знаменателе - увеличивать. Для этого необходимо подбирать такой
химический состав сплава, чтобы λs и К для него были близки к нулю. Уровень внутренних
напряжений Δσi следует сделать возможно меньшим. Достигается это проведением
рекристаллизационного отжига на конечной стадии технологического процесса
изготовления пластин для любого магнитопровода.
Объемная доля немагнитных включений (а) должна быть как можно меньше, т.е.
материал должен быть чистым и не содержать посторонних примесей. Если же включения
все же полностью убрать не удается, то они должны так располагаться относительно
будущих направлений движения доменных стенок при намагничивании, чтобы оказывать
возможно меньшее сопротивление (малый коэффициент Р).
Намагниченность насыщения Js должна быть по возможности большой, что можно
получить только у сплавов с большим содержанием атомов железа, так как именно эти
атомы имеют максимальный магнитный момент.
При решении второй задачи требования обратные. Задача решается подбором
химического состава сплава и созданием максимально возможного уровня внутренних
напряжений. Такой уровень можно получить применением жесткой закалкой и мягкого
отпуска, который делается только для того, чтобы эти внутренние напряжения не
превышали предела прочности материала. Расчеты показывают, что даже если взять одну
из наиболее прочных сталей и создать напряжения, близкие к пределу прочности, то и
тогда но удается получить коэрцитивную силу больше 40 кА/м. Такой предел был
достигнут на кобальтовых сталях еще в 30-х годах, которые практически исчерпали
возможности многодоменных ферромагнетиков. Дальнейшее совершенствование
материалов для постоянных магнитов связано с однодоменными ферромагнетиками.
1.6 Теория коэрцитивной силы ферромагнетиков с однодоменной структурой
Структура однодоменного ферромагнетика показана на рисунке 24. Здесь кружками
отмечены не атомы, а однодоменные частицы, изолированные друг от друга немагнитной
связкой.
Рисунок 24
Рисунок 25
Когда ферромагнетик намагничен до насыщения, то векторы намагниченности
21
доменов повернуты в одну сторону и параллельны. Чтобы размагнитить такой магнит, надо
у половины однодоменных частиц повернуть векторы намагниченности в одну сторону на
90°, а оставшейся половины - на 90° в другую сторону. При этом необходимо затратить
определенную энергию, которую можно рассчитать по формуле
W  0  H  J s  (1  Cos )
Так как φ=π/2, то формула преобразуется
W  0  H  J s
Такому повороту препятствует энергия магнитной анизотропии
W  a'  K
Тогда величина коэрцитивной силы
W  a'  K  0  J s 
Величина коэффициента a зависит от типа кристаллической решетки и колеблется от
1 до 2. Формула справедлива, если однодоменные частицы имеют сферическую форму.
Если же частицы вытянуты, то наряду с кристаллической анизотропией появляется еще
изотропия формы частицы. На рисунке 25 показана одна частица вытянутой формы.
Поскольку это однодоменная частица, то вокруг существует магнитное поле. Энергия,
запасенная во внешнем магнитном поле
W  a"  0  N  J s2
(14)
Напряженность размагничивающего поля
Í
а индукция
ðàç
 N  Js ,
B  0  (J s  H ) ,
при этом напряженность внешнего намагничивающего поля Н следует приравнять нулю.
Подставив эти уравнения в 14, получаем равенство
W  a"  0  N  J
(15)
Величина коэффициента а'' зависит от количества однодоменных частиц. Для одной
частицы коэффициент равен 0,5. Если частиц много и они влияют друг на друга, то a" =1.
Вектор намагниченности частицы может быть направлен как по размеру а, так и по размеру
b. Энергию магнитного поля в этих случаях рассчитывается по формуле 15.
Самопроизвольно вектор установится по размеру b, так как коэффициент размагничивания
в этом случае будет меньше (полюса дальше отстоят друг от друга).
Внешним магнитным полем можно повернуть вектор намагниченности на 90˚ в
направлении размера а. При этом придется затратить дополнительную энергию
22
W  Wb  Wa  a"  0  J s2  ( Nb  Na )
Эта дополнительная энергия суммируется с энергией магнитной анизотропией и
общее изменение энергии следует находить по формуле
W  a'  K  a"  0  J s2  ( Nb  Na )
В результате величину коэрцитивной силы можно вычислить по формуле
H c  a'  K / (0  J s )  a"  J s  ( Nb  Na )
Она зависит как от обычной кристаллической анизотропии, так и от анизотропии,
формы частиц. Если делать частицы сферическими, то практически можно получить
величину коэрцитивной силы в 40 кА/м. Если использовать еще и анизотропию формы, то
для вытянутых частиц можно эту цифру увеличить в несколько раз. В настоящее время
постоянные магниты изготавливают преимущественно из однодоменных ферромагнетиков.
1.7 Зависимость индукции насыщения и остаточной индукции от химического
состава и структуры материала
Предпоследняя электронная оболочка атома железа заполнена электронами не
полностью. Нескомпенсированными оказываются 4 магнетона Бора. Если атом железа
находится в кристаллической решетке, то из-за взаимодействия с соседними атомами
суммарный вклад каждого атома в общий магнитный момент домена уменьшается до 2,16
Мб. У кобальта и никеля на предпоследней электронной оболочке меньше
некомпенсированных электронов - 3 и 2 соответственно. Поэтому и вклад каждого атома в
общий суммарный момент домена меньше (1,88/Мб и 0,66 /Мб). Это справедливо при
температуре абсолютного нуля. Индукция насыщения у материала пропорциональна
величине нескомпенсированного магнитного момента атома (таблица 1).
Если температура увеличивается, то беспорядок в расположении магнитных моментов
увеличивается, а индукция насыщения уменьшается. Особенно это интенсивно происходит
вблизи точки Кюри (рисунок 26). В таблице 1 указана температура Кюри для трех чистых
ферромагнитных материалов
Таблица 1
Fe
Со
Ni
Bs,Тл
2,16
1,88
0,66
Θ, °С
768
1130
358
Рисунок 26
23
Добавление к любому из ферромагнетиков (Ф.М.) неферромагнитного материала
(Н.Ф.М.) приводит к снижению индукции насыщения и точки Кюри. Можно так сильно
разбавить ферромагнетик атомами, не имеющими магнитного момента, что исчезнет
обменное взаимодействие и ферромагнетик превратится в парамагнетик (рисунок 27).
Рисунок 27
Сплавление ферромагнитных металлов между собой и значения индукции насыщения
у сплавов показано на рисунке 28. Только в системе железо-кобальт при содержании
кобальта от 35 до 50% индукция насыщения у сплавов больше, чем у чистого железа и
достигает 2,42 Тл (рисунок 28, в).
Рисунок 28
Сплавы такого состава (их несколько) выделены в особую группу сплавов с высокой
индукцией насыщения. Применяют эти сплавы (К50, Ф2, К35Х) для изготовления
концентраторов магнитного потока и мембран телефонных аппаратов.
Остаточная индукция в основном зависит от структуры материала. На рисунке 29,a
показан нетекстурованный поликристаллический ферромагнетик. Каждое зерно - это
отдельный кристалл. Стрелками показаны возможные направления легкого
намагничивания, по которым направлены векторы магнитных моментов доменов.
Если просуммировать все векторы магнитных моментов доменов, направив их из
одной точки (рисунок 29,б) то в сумме получим 0. В состоянии насыщения все векторы
будут параллельны вектору напряженности намагничивающего поля (рисунок 29,в). Если
выключить поле, то в каждом зерне векторы из положения, в котором они оказались при
насыщении, вернутся в ближайшее направление легкого намагничивания (рисунок 30).
Положение кривых намагничивания и размагничивания показано на рисунке 31. При этом
величина остаточной индукции примерно равна половине индукции насыщения.
В технике применяют текстурованные и нетекстурованные материалы.
Нетекстурованные - изотропны (они одинаково намагничиваются во всех направлениях).
Текстурованные имеют преимущественные направления легкого и трудного
намагничивания, что свойственно монокристаллам, то есть текстурованный
поликристаллический образец - анизотропен.
Наиболее часто в технике применяют продольную кристаллографическую текстуру.
Еѐ получают у деформируемых (пластичных) материалов с помощью прокатки с большими
24
степенями деформации и рекристаллизационного отжига.
Рисунок 29
Рисунок 30
Рисунок 31
При прокатке зерна поликристалла дробятся на отдельные осколки, которые
поворачиваются направлениями наибольшей прочности по направлению прокатки (Н.П.). С
этим направлением, как правило, совпадает и направление легкого намагничивания
(рисунок 32). Положение векторов намагничивания при отсутствии намагничивающего
поля и при насыщении показаны на рисунке 33. Если в состоянии насыщения выключить
намагничивающее поле, то вектор должен вернуться в ближайшее направление легкого
намагничивания, в котором он уже находится. Поэтому индукция остается равной
индукции насыщения (рисунок 34), а гистерезисный цикл становится прямоугольным
(рисунок 35)
Рисунок 32
Рисунок 33
Рисунок 34
Рисунок 35
В некоторых материалах получают поперечную текстуру при прокатке (рисунок 36,анаправления легкого намагничивания направлены перпендикулярно Н.П.). Положение
векторов магнитных моментов доменов показаны на рисунке 36 б,в,г. Теоретически в этом
случае остаточная индукция равна нулю, а гистерезисный цикл называется линейным или
перминварным. Реально остаточная индукция составляет несколько процентов от индукции
насыщения (рисунок 37).
Рисунок 36
Рисунок 37
25
Для хрупких материалов используют еще один способ создания текстуры направленную кристаллизацию. На рисунке 38 показана установка для направленной
кристаллизации. Она состоит из тигля (огнеупорного стакана, в котором содержится
расплавленный металл) и нагревательной электрической печи. Дно тигля полое и может
охлаждаться водой.
Процесс кристаллизации начинается от дна тигля. При этом тигель опускается,
выходя из нагревательной печи, поэтому фронт кристаллизации перемещается от дна тигля
к поверхности металла. Кристаллизация заканчивается, когда фронт кристаллизации
достигает поверхности.
На рисунке 39 показан начальный этап кристаллизации, когда появились только
первые кристаллы. Они ориентированы произвольно относительно нормали к фронту
кристаллизации. Скорость роста кристаллов анизотропна, как и любое другое свойство.
Поэтому быстрее растут благоприятно ориентированные зародыши. Причем это
направление совпадает и с направлением легкого намагничивания. Когда кристаллизация
заканчивается, нижнюю часть слитка отрезают, а оставшуюся часть, состоящую из
столбчатых кристаллов, используют как текстурованный ферромагнетик (рисунок 40).
Рисунок 38
Рисунок 39
Рисунок 40
Есть еще один способ создания текстуры - термомагнитная обработка. Делается эта
обработка сразу на готовых магнитопроводах (рисунок 41). Обработке подвергаются только
сплавы, состоящие из двух сортов атомов - магнитоактивных (с отличным от нуля
магнитным моментом) и немагнитоактивных. К тому же материал должен иметь высокую
точку Кюри. Обработка происходит таким образом: готовые сердечники устанавливают в
приспособление, помещают в печь, нагревают до температуры несколько выше точки
Кюри, включают магнитное поле и начинают медленно охлаждать. До включения поля
магнитоактивные атомы располагались в кристаллической решетке совершенно хаотично
(рисунок 42). Когда сердечник будет находиться при температуре ниже точки Кюри, под
действием намагничивающего поля магнитоактивные атомы расположатся вдоль
магнитных силовых линий, образуя цепочки атомов (рисунок 43).
Рисунок 41
Рисунок 42
26
Рисунок 43
Такие цепочки образуют дополнительное направление легкого намагничивания к
тем направлениям, которые существуют в кристаллической решетке. Если производить
перемагничивание вдоль этих новых (наведенных) НЛН, то получается также
прямоугольный гистерезисный цикл. Для ферритовых сердечников это очень
распространенный способ получения прямоугольного гистерезисного цикла.
1.8 Магнитомягкие материалы для работы на низких частотах
Сформулируем требования для работы магнитомягких материалов на примере работы
трансформатора. На рисунке 44 показана простейшая схема трансформатора.
Рисунок 44
Пусть на первичную обмотку трансформатора подается переменное напряжение,
тогда напряжение на вторичной обмотке трансформатора определяется числом витков
вторичной обмотки (W), площадью поперечного сечения магнитопровода (S) и скоростью
изменения индукции в магнитопроводе (dB/dt). Полагая для простоты коэффициент
трансформации равным 1, можно определить закон изменения индукции в магнитопроводе
dB / dt  (Um / W S)  Cos   t ,
дифференцируя, находим закон изменения индукции в магнитопроводе во времени
B  U m / (W  S  )  Sin  t  U m  Sin  t ,
перед знаком синуса в этом уравнении стоит амплитудное значение индукции в
магнитопроводе . Раскрывая круговую частоту через циклическую, находим выражение для
действующего значения напряжения на обмотке трансформатора
U  2    f  Bm W  S 
Конструктор всегда заинтересован в том, чтобы получить заданное напряжение на
вторичной обмотке трансформатора при минимальных W и S. Единственной возможностью
сделать это является увеличение максимального значения индукции рабочего гистерезисного цикла при перемагничивании магнитопровода (требование1). Однако индукция
рабочего гистерезисного цикла, который лежит внутри предельного цикла, всегда меньше
индукции насыщения, поэтому для увеличения индукции рабочего гистерезисного цикла
следует выбирать материалы с возможно большей индукцией насыщения (Bm↑ → Вs↑).
При перемагничивании магнитопровода трансформатора в нем происходят потери на
гистерезис и вихревые токи (уравнения 3 и 4). Потери на гистерезис естественно должны
быть минимальными (требование 2). Единственным способом уменьшения этих потерь
является уменьшение коэрцитивной силы рабочего гистерезисного цикла, что, в свою
27
очередь, можно получить, только уменьшив коэрцитивную силу материала (требование 2).
Для того чтобы решить каким способом можно уменьшить величину коэрцитивной силы,
следует обратиться к формуле коэрцитивной силы для материалов с многодоменной
структурой (уравнение 13). Анализ формулы приводит к следующим выводам: необходимо
выбирать магнитные материалы, у которых магнитострикция насыщения λs константа
магнитной анизотропии К и уровень внутренних напряжений в материале Δ σi должны
быть минимальными (требование 3). Добиться последнего можно рекристаллизационным
отжигом магнитного материала. Поэтому все технологические операции по изготовлению
магнитопроводов заканчиваются операцией отжига, что способствует уменьшению уровня
внутренних напряжений и уменьшает величину коэрцитивной силы. Коэффициенты формы
немагнитных включений и доли немагнитных включений (Р и α) также должны быть
минимальными. Это значит, что магнитомягкие материалы следует выплавлять чистыми,
содержащими как можно меньше немагнитных включений. Если же включений совсем не
избежать, то их следует располагать относительно будущего направления намагничивания
так, чтобы эти включения оказывали наименьшее сопротивление перемагничиванию
материала.
Потери на вихревые токи также должны быть минимальными. Для того чтобы это
выполнить, необходимо уменьшать толщину листа магнитопровода и увеличивать удельное
электрическое сопротивление материала магнитопровода (требование 4). Первое достигается шихтовкой магнитопровода, который набирают из сравнительно тонких (0,35 0,08 мм) пластин магнитомягкого материала, изолированных друг от друга электрически,
для уменьшения длины цепей вихревых токов. В настоящее время сверхтонким прокатом
считается прокат 2-5 мкм. Дальнейшее уменьшение толщины пластин магнитопровода
нецелесообразно, так как разрушения поверхности начинают оказывать большие влияния
на перемагничивание, чем вихревые токи. Магнитопроводы из сверхтонкого проката к тому
же очень дороги. Удельное электрическое сопротивление повышают легированием
магнито-мягкого материала элементами, образующими с основным компонентом (обычно
железо или никель) твердые растворы замещения, что согласно общим представлениям
сильно увеличивает рассеяние электронных волн в металлах.
В некоторых случаях от материалов требуется высокая коррозионная стойкость, в
агрессивных средах (требование 5)
На рисунке 45 представлена классификация магнитомягких материалов, которые
используются для работы в низкочастотных магнитных полях
Рисунок 45
Железо и низкоуглеродистые стали обычно применяют в постоянных магнитных
полях. Железо выпускают нескольких типов, которые отличаются технологией получения и
свойствами. Для применения в магнитопроводах выпускают электротехническую
нелегированную сталь и электротехническую нелегированную тонколистовую сталь. Оба
материала близки по свойствам технически чистому железу, из которого они и получаются.
Электротехнические тонколистовые стали являются в настоящее время основными
материалами для работы в переменных магнитных поляк низкой частоты. Выпускают
свыше 40 марок этого материала. Электротехническая тонколистовая сталь - это сплав
железа с кремнием. Кремний растворяется в железе и увеличивает его электрическое
28
сопротивление. При этом он мало влияет на индукцию насыщения (происходит некоторое
уменьшение), но заметно снижает величину коэрцитивной силы. Усредненные свойства
сталей приведены в таблице 2. Электротехнические тонколистовые стали выпускают
горячекатанными
(изотропными)
и
холоднокатаными
(анизотропными),
т.е.
текстурованными. Обозначение марки состоит из 4х элементов: первый - вид проката,
второй - содержание кремния в сплаве, третий - условное обозначение той или иной
характеристики сплава, четвертый - порядковый номер разработки сплава. Горячекатаную
сталь выпускают марок: 1211, 1212, 1412, 1561 и т.д.
Таблица 2- Свойства магнитомягких материалов для работы на низких частотах
Материал
Технически-чистое
железо
Электролитическое
железо
Карбонильное
железо
Монокристаллическое железо
Электротехническая листовая сталь
Низконикелевые
пермалои
Высоконикелевые
пермалои
µнач
µмах
Нс, А/м
Bs, Тл
ρ , мкОм·м
250-400
3500-4500
50-100
2,16
0,1
600
15000
30
2,16
0,1
2000-3000
20000
6,5
2,16
0,1
20000
1430000
0,8
-
0,097
200-600
3000 -4000
10-65
1.95-2,02
0,25-0,6
1500-4000
15000-60000
5-32
1,0-1,6
0,45-0,9
7000-100000
50000300000
0,65-5,0
0,65-1,0
0,16-0,85
Холоднокатаная электротехническая тонколистовая сталь должна содержать 3%
кремния. При меньшем содержании не удается получить анизотропную структуру
(текстуру) в стали, а при большем содержании кремния сталь не удается прокатывать в
холодную, т.к. кремний придает сплаву повышенную твердость и хрупкость,, Поэтому
сталь катают в горячую и при этом получается изотропная структура. Анизотропные стали
имеют лучшие свойства при намагничивании по сравнению с изотропными, так как при
этом удается намагничивать сталь в направлениях легкого намагничивания. Однако, для
того
чтобы
реализовать
преимущества
анизотропных
сталей,
необходимо
соответствующим образом подбирать форму магнитопровода. Обычно магнитопроводы
делают витыми ленточными. Навивают из ленты, вырезанной в направлении, выгодном для
намагничивания. Не подходят для изготовления из анизотропной стали Ш-образные
броневые сердечники.
Сплавы с высокой магнитной проницаемостью. Основным недостатком
электротехнических тонколистовых сталей является сравнительно низкие значения
начальной и максимальной магнитных проницательностей. Этого недостатка лишены
сплавы типа пермаллоев. Сплавы эти представляют собой, прежде всего, сплавы железа с
никелем. На рисунке 46 представлены зависимости основных магнитных характеристик от
состава сплава в системе железо-никель. Видно, что индукция насыщения изменяется в
29
зависимости от состава сплава почти линейно. Исключение составляет сплав 75% железа +
+ 25% никеля, который не обладает ферромагнитными свойствами и имеет индукцию
насыщения равную нулю. На рисунке 46 показаны также зависимости изменения таких
магнитных характеристик от состава сплава, как λs, и К. Обе эти характеристики при
содержании в сплаве 78 - 79% никеля проходят через нуль. Так как от них зависит величина
коэрцитивной силы сплава, то очевидно, что когда эти характеристики близки к нулю, то
мала величина коэрцитивной силы, т.е. петля гистерезиса очень узкая, а это означает, что
велика магнитная проницаемость сплава. Причем увеличиваются одновременно как
максимальная, так и начальная магнитные проницаемости. Железо-никелевые сплавы с
высокой магнитной проницаемостью называют пермаллоями.
Рисунок 46
Рисунок 47
На рисунке 47 показаны изменения коэрцитивной силы Нс удельного электрического
сопротивления ρ, магнитных проницаемостей (Mн и Мmax) от химического состава
пермаллоев.
В технике применяют две группы пермаллоев: высоко-никелевые, содержащие 7880% никеля, и низконикелевые с 40-50% никеля.
Первые имеют самые высокие значения магнитных проницаемостей, но одновременно
и небольшое значение индукции насыщения. Когда по условиям применения от сплава
требуется повышенное значение именно этой характеристики, то применяют
низконикелевые пермаллои. Так как при содержании никеля 50% λs и K не равны нулю, то
величина коэрцитивной силы сплавов значительно выше, а магнитные проницаемости
ниже, чем у высоко-никелевых пермаллоев.
Пермаллои легируют еще и другими компонентами. Делают это с целью увеличения
удельного электрического сопротивления сплавов для уменьшения потерь на вихревые
токи при перемагничивании.
Все пермаллои являются дорогими и дефицитными сплавами из-за повышенного
содержания никеля. К тому же они требуют сложной термической обработки для
получения необходимых магнитных свойств. Сложность заключается в том, что никель
сообщает сплаву повышенную вязкость, что затрудняет получение необходимой формы
пластин для магнитопроводов. Поэтому вырубку пластин для магнитопровода производят
из предварительно нагартованных листов пермаллоев (т.е. упрочненных пластической
деформацией), когда магнитные характеристики сплавов очень низкие. После этого
требуется рекристаллизационный отжиг, который делают при высоких температурах (1000
- 1200°С) в течение длительного времени (до десятков часов). К тому же отжиг
производится в вакууме или специальной защитной атмосфере, что усложняет и удорожает
производство пермаллоевых сердечников. Тем не менее, в приборостроении и
радиотехнике пермаллои находят широкое применение, т.к. нет другого материала с такими
высокими значениями начальной магнитной проницаемости, способными работать в
слабых магнитных полях.
Марки низконикелевых пермаллоев: 45Н, 50Н, 5GHXC и др.
30
Марки высоконикелевых пермаллоев: 79НМ,80НХС,76НХД и др.
1.9 Магнитомягкие материалы для работы на высоких частотах
При работе на высоких частотах основным видом потерь в магнитопроводе являются
потери на вихревые токи уравнение 1.4. Уменьшить эти потери можно двумя способами:
уменьшением толщины листа магнитопровода и увеличением удельного электрического
сопротивления.
Первый способ не затрагивает собственно сам материал, так как цель достигается
чисто технологическими средствами. При этом используются те же самые материалы,
которые применяются и для низких частот. Так электротехническая тонколистовая сталь
3421 при толщине проката 0,2мм может применяться для изготовления магнитопроводов,
работающих на частотах 50-500 Гц, т.к. при увеличении частоты сверх этого диапазона
потери на вихревые токи становятся очень большими. Если же прокатать эту сталь до толщины 0,02 мм, то из нее уже можно изготавливать магнитопроводы для частот 2000-3000
Гц. Такой же толщины прокат пермаллоев марок 5СНХС и ЗОИХС может работать при
частотах до 100000 Гц. Сердечники на более высокие частоты изготавливать из
тонколистовых металлических ферромагнетиков нецелесообразно, так как уменьшением
толщины проката радикально снизить потери не удается, а трудоемкость и стоимость
изготовления магнитопроводов сильно возрастают. Увеличение удельного электрического
сопротивления предполагает изменение химического состава и структуры (природы) материала.
Практически на высоких частотах сейчас применяют две группы материалов:
магнито-диэлектрики и ферриты.
Магнито-диэлектрики. Под магнито-диэлектриками понимают магнитомягкие
материалы, состоящие из частиц ферромагнетика, разделенных немагнитной матрицей,вид
которой представлен на рисунке 48
Рисунок 48
В этом материале идея дробления ферромагнетика доведена до своего логического
завершения. Дальнейшее уменьшение размеров частиц приводит к появлению
однодоменной структуры и вызывает рост уже потерь на перемагничивание, поэтому
частицы выбирают для каждого конкретного материала столь малыми, сколь это возможно
с целью уменьшения путей замыкания вихревых токов, но с другой стороны столь
большими, чтобы они оставались многодоменными. Для разных материалов этот размер
свой. В этом случае магнитная проницаемость материала оказывается зависящей от
магнитной проницаемости ферромагнитного наполнителя µ (в незначительной степени) и
объемной доли неферромагнитной связки ν (в значительной степени)
 мд  3  (  1)  (1  2v) / 3  (  1)  (1  v)
Реально, какой бы ферромагнетик мы не взяли для магнито-диэлектриков, общую
магнитную проницаемость получить больше чем 250 не удается. К тому же у магнитодиэлектриков есть еще одна особенность, заключающаяся в том, что получается один
31
только тип гистерезисного цикла - линейный (перминварный). И малая величина
проницаемости и перминварный гистерезисный цикл объясняется одним - высоким
значением коэффициента размагничивания ферромагнитных частиц, которые используются
для изготовления магнито-диэлектрика.
В качестве немагнитной связки используют различные диэлектрики: пластмассы,
стекла, керамику, резины. Содержание диэлектрика колеблется у разных марок магнитодиэлектриков от 4 до 50%.
Ферромагнитный наполнитель изготавливают также из разных материалов. Наиболее
распространенным является карбонильное железо. Его получают разложением Fe(CO)₅ при
200°С в атмосфере аммиака. Получается мелкодисперсный порошок (диаметр порошинок
1-5 мкм), загрязненный к тому же примесями кислорода, азота и углерода, с невысокими
магнитными характеристиками. Однако, поскольку магнитные характеристики наполнителя
мало сказываются на магнитной проницаемости материала, карбонильное железо
используют для изготовления магнитодиэлектрических сердечников в радиотехнике (марки
Р-10, Р-20, Р-100 и др.). Цифра показывает максимальную частоту применения такого
сердечника (в МГц),
Второй материал, который также уже давно используют в качестве магнитного
наполнителя магнито-диэлектриков - альсифер. Это сплав железа, кремния и алюминия. Он
характеризуется большой магнитной проницаемостью (в зависимости от соотношения компонентов может доходить до 35000) и повышенной хрупкостью. Последнее является в
данном случае достоинством сплава, т.к. его надо превращать в мелкодисперсный порошок.
Сплав размалывают (до размеров порошинок 60-120 мкм) и изготавливают сердечники для
катушек проводных линий связи (ТЧ-90, ТЧ-60, ВЧ-229 и др.). Цифры означают начальную
магнитную проницаемость магнито-диэлектрика. Буквы ТЧ расшифровываются как
тональная частота, а ВЧ - высокая частота. Магнито-диэлектрики типа ТЧ применяют на
частотах в несколько десятков килогерц, а ВЧ - несколько сотен.
В последние годы получил распространение в качестве наполнителя для магнитодиэлектриков пермаллой. Обычно используют пермаллой марки 79Н. Для того чтобы
сделать его хрупким, добавляют небольшое количество серы. Сплав размалывают на
обычных механических мельницах до диаметра порошинок от 50 до 100 мкм.
Изготавливают сердечники катушек индуктивности проводных линий связи, работающие в
диапазоне частот от 0,03 до 0,3 МГц. Марки: П-250, П-140, П-6О и др. Цифра обозначает
начальную магнитную проницаемость магнито-диэлектрика.
Ферриты. Магнито-диэлектрики имеют два существенных недостатка: малую
величину начальной магнитной проницаемости и только один тип гистерезисного цикла
(перминварный). К тому же частотный диапазон их ограничен. Поэтому в настоящее время
область применения магнито-диэлектриков сократилась, на смену им во многих случаях
пришли другие магнитные материалы, способные работать на высоких частотах, ферриты.
Ферриты - это неметаллические, точнее будет сказать керамические материалы,
обладающие магнитными свойствами. В природе существует только один феррит магнитный железняк. Намагниченный естественным магнитным полем земли он проявляет
свои магнитные (очень слабые) свойства, но из-за низких магнитных характеристик не
находит самостоятельного применения в технике. Известно семь типов структур ферритов.
Разберем одну структуру, которая нашла широкое применение - структуру шпинели.
Шпинель имеет формулу МеО·Fе2О3 и состоит из окисла характеризующего металла
и окисла трехвалентного железа. По названию характеризующего металла называют и сам
феррит (железный, никелевый, кобальтовый и т.п.). Шпинель относится к кубической
сингонии и имеет сложную решетку. В кубике, объемом 614 · 10ˉ³º м³ размещаются 8
атомов характеризующего металла, 16 атомов трехвалентного железа и 32 атома кислорода.
Этот куб можно разбить на две сравнительно простые геометрические фигуры: тетраэдр и
октаэдр, представленные на рисунке 49.
По углам этих фигур расположены ионы кислорода, а в центре фигур имеются поры, в
32
которых располагаются металлические ионы. Всего в одной элементарной ячейке шпинели
находится 64 тетраэдра и 32 октаэдра, из них только 8 тетраэдров и 16 октаэдров могут
быть заняты металлическими ионами.
По углам этих фигур расположены ионы кислорода, а в центре фигур имеются поры, в
которых располагаются металлические ионы. Всего в одной элементарной ячейке шпинели
находится 64 тетраэдра и 32 октаэдра, из них только 8 тетраэдров и 16 октаэдров могут
быть заняты металлическими ионами.
Рисунок 49
В зависимости от природы иона он имеет тяготение к той или иной поре в решетке
шпинели. Например, ионы цинка тяготеют к порам внутри тетраэдра (подрешетка типа А),
а ионы никеля стремятся разместиться в центре октаэдра (подрешетка типа В). Между
ионами в решетке шпинели возникают обменные взаимодействия (при условии, что эти
ионы обладают магнитным моментом). Всего может возникнуть три вида взаимодействия:
АА, ВВ и АВ. Последний вид взаимодействия при прочих равных условиях является самым
сильным. Поэтому, когда проявляется взаимодействие АВ, то остальные два вида не
проявляются.
Взаимодействие между ионами кислорода не рассматривается по той причине, что
ионы кислорода не обладают собственным магнитным моментом. Однако ионы кислорода
участвуют в обменном взаимодействии, т.к. указанные три вида взаимодействия между
металлическими ионами осуществляются через ионы кислорода. Такое опосредованное
взаимодействие между ионами через ионы кислорода приводит к антиферромагнетизму,
т.е. такому расположению магнитных моментов ионов, что они оказываются
ориентированными по отношению друг к другу под углом 180° .
В результате всего вышесказанного все структуры шпинели можно разделить на три
типа. Если ионы характеризующего металла занимают места в подрешетке А, то ионы
трехвалентного железа располагаются все в подрешетке В. Такая структура называется,
нормальной шпинелью. Цинковый феррит имеет именно такую структуру. Ионы цинка не
имеют собственного магнитного момента, поэтому отсутствуют взаимодействия АА и АВ,
а проявляется только взаимодействие ВВ, которое приводит к антиферромагнетизму.
Магнитные моменты ионов трехвалентного железа ориентируются антипараллельно. В
результате, каждая элементарная ячейка цинкового феррита со структурой нормальной
шпинели имеет магнитный момент, равный нулю, и весь феррит оказывается немагнитным.
Если ионы характеризующего металла располагаются в подрешетке В, то ионы
трехвалентного железа занимают оставшиеся места в подрешетке В (так располагается
ровно половина ионов), а остальная половина размещается в подрешетке А. Такую
структуру называют обращенной шпинелью. Она образуется у никелевого феррита. Ионы
железа и ионы никеля имеют собственный магнитный момент, отличный от нуля, поэтому в
принципе могут существовать все три вида магнитного взаимодействия, но реализуется
практически только самое сильное взаимодействие АВ. В результате магнитные моменты
подрешеток оказываются ориентированными антипараллельно и суммарный магнитный
момент такого феррита оказывается отличным от нуля
33
M ф   М В   М А   М Ni
Для никелевого феррита этот момент равен суммарному магнитному моменту ионов
никеля. Такой феррит является магнитным. Наконец, возможна структура смешанной
шпинели, когда ион характеризующего металла располагается и в подрешетке А, и в
подрешетке В. Такое возможно, если ион характеризующего металла не имеет явного
стремления занять одну из подрешеток или, если в силу чисто технологических условий
получения феррита он не успевает расположиться только в одной подрешетке. Последняя
причина может привести к тому, что, изменяя условия получения ферритов, можно создать
смешанную шпинель практически у любого феррита (никелевого и цинкового) изменением
технологического режима. Ферриты со структурой смешанной шпинели всегда обладают
магнитными свойствами независимо от природы характеризующего металла. Однако
общий вывод сводится к тому, что свойства магнитных простых ферритов низкие и они не
лучше, а во многом и хуже свойств магнито-диэлектриков. Это объясняется большими
значениями К и λs таких ферритов, а следовательно, значительной величиной Hс и низкими
значениями Mн и Mmax . Поэтому магнитные простые ферриты самостоятельного
применения в качестве магнитомягких материалов в технике не нашли.
Распространение получили сложные ферриты. На рисунке 50 показаны зависимости
различных свойств ферритов от их химического состава на примере сложного никельцинкового феррита.
Следует помнить, что простой никелевый феррит имеет структуру обращенной
шпинели и проявляет магнитные свойства. Цинковый же феррит имеет структуру
нормальной шпинели и немагнитен. Таким образом, в магнитный материал с невысокими
магнитными характеристиками добавляют совершенно немагнитный материал и
характеристики сложного феррита, который при этом образуется, изменяются так, как это
показано на рисунке 50.
Рисунок 50
С добавлением немагнитного феррита уменьшается точка Кюри θ, а K и λs
приближаются к нулю. При введении достаточно большого количества немагнитного
материала в магнитный можно получить немагнитный материал, при этом точка Кюри
будет равна комнатной температуре , a θ и λs - нулю, так как это характеристики только
магнитного состояния, а к немагнитному - они не применимы. Однако с изменением этих
характеристик, согласно общим положениям теории коэрцитивной силы, уменьшается
величина коэрцитивной силы материалов с многодоменной структурой, но это уменьшение
вызывает увеличение магнитной проницаемости. Поэтому, добавляя в магнитный феррит
совершенно немагнитный, можно получить сложный по составу феррит с магнитной
проницаемостью большей, чем у простого магнитного феррита. При этом намагниченность
изменяется по кривой с максимумом из-за перераспределения нескомпенсированных
электронов в магнитоактивных атомах.
На рисунках 51 и 52 представлены зависимости намагниченности отдельных
34
подрешеток сложных ферритов (кривые 1 и 2) и общей намагниченности сложного феррита
от температуры (кривые 3). Если характер зависимостей для подрешеток одинаков (рисунок
51), феррит характеризуется точкой Кюри. Если же зависимости намагниченности
подрешеток от температуры разные, то общая намагниченность феррита, которая
представляет разность намагниченностей отдельных подрешеток, может менять знак
(рисунок 52). Феррит характеризуется в этом случае не только температурой Кюри, но и
температурой компенсации или точкой Нееля (θк).
Рисунок 51
Рисунок 52
Основными достоинствами ферритов являются:
1. Низкая электропроводность в силу того, что ферриты не является металлическими
материалами. По составу и технологии получения это керамические материалы. В них
преимущественно ионный тип связи и поэтому они относятся к диэлектрикам, поэтому в
ферритах при работе на высоких частотах практически отсутствует вихревые токи. Это
сравнительно дешевые материалы (во много раз дешевле тонколистового проката).
2. Высокая начальная магнитная проницаемость, которая во много раз больше, чем у
магнито-диэлектриков. К тому же у ферритов можно получить любой тип гистерезисного
цикла.
Ферриты имеют и недостатки:
1. У них малая величина намагниченности (индукции насыщения). Это объясняется
тем, что у ферритов проявляется антиферромагнетизм. К тому же большая часть узлов
кристаллической решетки в ферритах занята ионами кислорода, которые не вносят своего
вклада в общий суммарный момент ферритов. Даже у лучших марок ферритов индукция
насыщения не бывает больше 0,4 Тл. Это означает, что ферриты нецелесообразно
применять для изготовления магнитных сердечников, работающих в сильных магнитных
полях, т.к. в этом случае требуется большая площадь поперечного сечения магнитопровода.
2. У ферритов, как правило, не очень высокая точка Кюри (во всяком случае, у
ферритов с высокой начальной магнитной проницаемостью). Чем выше магнитная
проницаемость, чем ниже точка Кюри, что ясно из всего вышесказанного. Поэтому
ферриты, как правило, имеют плохую термическую стабильность и сравнительно
небольшие изменения температуры окружающего воздуха приводят к значительным
изменениям всех магнитных характеристик ферритов. Существуют и другие причины
нестабильности магнитных характеристик ферритов.
1.10 Магнитотвердые материалы
Магнитотвердые материалы применяют для изготовления постоянных магнитов и
классифицируют по способу получения (технологии), основе сплава и назначению.
Различают следующие группы магнитотвердых материалов: литые материалы на
основе железа-никель-алюминиевых и железо-никель-алюминий-кобальтовых сплавов;
мартенситные стали; пластически деформируемые сплавы; сплавы на основе благородных
металлов; магнитотвердые ферриты; сплавы на основе редкоземельных элементов;
композиционные материалы.
35
Постоянные магниты всегда выступают в качестве источников магнитной энергии,
которую можно отобрать только в воздушном зазоре. Поэтому цепи постоянных магнитов
всегда разомкнуты.
Из этого утверждения вытекает основное требование к материалам постоянных
магнитов: удельная магнитная энергия в воздушном зазоре должна быть максимальна.
На рисунке 53 изображены кривые намагничивания и размагничивания
магнитотвердых материалов.
Рисунок 53
Если бы у постоянного магнита, не было воздушного зазора, то намагничивание до
насыщения осуществлялось бы по кривой Оа, а после выключения намагничивающего поля
в материале сохранилась бы остаточная индукция Вr. В действительности в системе
постоянного магнита есть воздушный зазор и этому воздушному зазору соответствует
определенный угол размагничивания, который зависит от конфигурации магнитной цепи.
Если из точки 0 под углом размагничивания α провести луч, то получим точку пересечения
d, которая определяет действительную индукцию в образце Вd и действительную напряженность поля Нd.
Удельная магнитная энергия в воздушном зазоре (энергия, которую единица объема
магнитотвердого материала отдает в воздушный зазор)
WД  Bd  H d / 2
В некотором масштабе эту энергию можно представить в виде площади прямоугольника со сторонами, равными действительной величине магнитной индукции и
напряженности магнитного поля (на рисунке 53 прямоугольник заштрихован).
Если величина зазора меняется, то меняется и угол размагничивания, а точка 9
перемещается по кривой размагничивания, что в свою очередь, вызывает изменение
удельной магнитной энергии. Можно найти оптимальный угол размагничивания, которому
соответствует такая конфигурация магнитной цепи, когда в воздушном зазоре может быть
получена максимальная удельная магнитная энергия, как это изображено.
Этот параметр является наиболее важной характеристикой магнитотвердого
материала. Иногда вместо максимальной удельной магнитной энергии используют
пропорциональную ей величину - энергетическое максимальное произведение, которое
равно удвоенному значению максимальной удельной энергии.
Максимальная удельная энергия тем больше, чем больше остаточная индукция и
коэрцитивная сила магнитотвердого материала, а также больше коэффициент выпуклости
кривой размагничивания γ, который тоже является важной характеристикой
магнитотвердого материала

(B H )max
(Br  H c )
36
Литые магнитотвердые материалы изготавливают из сплавов на основе железоникель-алюминий и железо-никель-алюминий-кобальтовых сплавов с некоторыми
дополнительными присадками. Высокая коэрцитивная сила этих сплавов объясняется их
однодоменным строением.
При охлаждении сплавов (при высокой температуре сплавы имеют структуру
однородного твердого раствора) происходит распад твердого раствора на две фазы, одна из
которых близка по составу к чистому железу, а вторая состоит из сплава никеля с
алюминием и является по существу немагнитной. Задача заключается в том, чтобы выбрать
такую скорость охлаждения, при которой частицы магнитной фазы имели бы размеры
однодоменных частиц и были равномерно распределены в немагнитной матрице. Такая
структура и обеспечивает большую величину коэрцитивной силы сплавов и высокое
значение удельной магнитной энергии (таблица 3). Из-за высокого уровня магнитных
свойств эта группа материалов является в настоящее время основной для изготовления
постоянных магнитов, которые характеризуются к тому же высокой стабильностью (нагрев
до 500°С не вызывает структурных изменений в материале).
К недостаткам сплавов следует отнести высокую твердость и хрупкость; сплавы
можно механически обрабатывать только шлифованием.
Мартенситные стали являются наиболее старой группой магнитотвердых материалов.
Они имеют многодоменную структуру, а их магнитная жесткость достигается закалкой на
мартенсит. При такой закалке в материале создается высокий уровень внутренних
напряжений, что согласно теории коэрцитивной силы и делает материал магнитотвердым.
Удельная магнитная энергия обычно невелика (0,6 - 1,4 кДж/м3).
В настоящее время применение магнитов из этих сталей весьма ограничено из-за
низкого уровня свойств, малой временной и температурной стабильности. Полностью от
этих материалов не отказываются, так как они сравнительно дешевы и допускают
механическую обработку.
Пластически деформируемые сплавы включают большое количество различных
систем: железо-никель-медь (кунифе), железо-никель-кобальт и др. В связи с появлением
литых магнитотвердых материалов эта группа сплавов утратила свое значение и в настоящее время применяется ограниченное количество сплавов систем железо-кобальтванадий (викаллой) и железо-хром-кобальт.
Основное достоинство сплавов - способность к пластической деформации, что
позволяет изготавливать из них магниты сложной формы, когда затруднено изготовление
методом литья. Материал имеет высокую стоимость из-за повышенного содержания кобальта.
Свойства викаллоев (52К12Ф, 52К13Ф): остаточная индукция - 0,90 - 0,95 Тл, коэрцитивная
сила - 30 - 38 кА/м, удельная магнитная энергия - 8-14 кДж/м.
Таблица 3 - Свойства магнитотвердых материалов
Вид материала и
марка
1
Литые МТМ
ЮНД8
ЮНДК24
ЮНДК35Т5БА
ЮНДК40Т8АА
Wmax, кДж/м3
Hc, кА/м
Br, Тл
2
3
4
5,1
18
36
32
44
48
110
145
0,60
1,20
1,02
0,90
Сплавы на основе
37
благородных Ме
ПлК78
ПлК76
1
Магнитотвердые
ферриты
6БИ240
22БА220
30РА190
Сплавы на основе
редкоземельных
элементов
КС37
КС37А
КСП37П
КСП37А
40
40
2
350
300
3
0,75
0,70
4
3
11
15
125
215
185
0,19
0,36
0,40
55
65
65
72,5
540
560
520
500
0,77
0,82
0,85
0,90
Сплавы на основе благородных металлов. К настоящему времени из всех сплавов этой
группы не утратили своего значения только сплавы системы платина-кобальт (выпускают
всего два сплава) (таблица 3). Их применяют для изготовления магнитов измерительных
приборов, роторов миниатюрных шаговых двигателей и т.д., во всех случаях, когда
требуется высокая коэрцитивная сила (до 350 кА/м).
Магнитотвердые ферриты являются неметаллическими (оксидными) материалами,
обладающими магнитными свойствами. Практическое применение нашли ферриты бария и
стронция с гексагональной структурой и феррит кобальта со структурой шпинели. Как и
все ферриты, они имеют невысокую остаточную индукцию (из-за низкой индукции
насыщения), то вследствие большой магнитной анизотропии - большую коэрцитивную
силу. Последнее обстоятельство позволяет применять эти материалы в магнитных цепях с
большим коэффициентом размагничивания, как и сплавы на основе платины (таблица 3).
В настоящее время эта группа материалов вытесняет другие группы особенно те, которые
традиционно применялись для открытых магнитных цепей; их доля в общем объеме
производства составляет больше половины и продолжает возрастать. Это объясняется
высоким уровнем свойств, низкой стоимостью и удобной технологией.
Сплавы на основе редкоземельных элементов были открыты в конце 60-х годов.
Существует несколько соединений интерметаллического типа металлов группы железа и
редкоземельных элементов (самария, празеодима, церия, иттрия, лантана), которые
обладают магнитными свойствами. Наилучшие результаты получены у соединения SmCO₅.
Благодаря специальной технологии удается создать промышленные марки сплавов с
хорошими свойствами. В настоящее время промышленность выпускает четыре марки
сплавов на основе кобальта, самария и празеодима (таблица 3).
Эта группа материалов является рекордсменом в области магнитных свойств (в
лаборатории уже получены образцы с энергией 128 кДж/м³). Материалы могут работать в
любых условиях, но дефицитны и имеет высокую стоимость.
Композиционные материалы являются перспективными материалами для
практического применения вследствие более производительной технологии. Основой
являются однодоменные частицы наполнителя, распределенные в немагнитной матрице
(связке).
В качестве связки используют резины, каучуки и получают магниты, которые
называют магнитоэластами. Если для связки применяют пластмассы, то магниты называют
магнитопластами. В качестве наполнителей применяют: порошки ферритов бария,
стронция и реже сплавов кобальта с редкоземельными элементами. Наполнители из литых
38
сплавов типа ЮНДК. в настоящее время не применяют. Магнитные свойства
композиционных материалов ниже, чем у компактных аналогичных применяемому
наполнителю.
КОНТРОЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ПО ТЕМЕ МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
Перечислите основные характеристики магнитных свойств
Дайте характеристику классов материалов в зависимости от их магнитных свойств
В чем особенность ферромагнитных материалов
Объясните природу магнетизма
Объясните суть обменного взаимодействия
Раскройте сущность доменного строения ферромагнетиков
Дайте понятие магнитной анизатропии
Охарактеризуйте основные механизмы процесса намагничивания и определите
основные характеристики по кривой намагничивания
9. Дайте характеристику явления магнитного гистерезиса
10. Поясните зависимость магнитной проницаемости от напряженности магнитного
поля
11. Расскажите о потерях, возникающих при перемагничивании
12. Что представляет собой коэффициент размагничивания, угол размагничивания
13. Что такое Wmax
14. Расскажите основную идею теории внутренних напряжений
15. Расскажите основную идею немагнитных включений
16. Как влияет анизатропия формы частиц на коэрцитивную силу
17. Как зависит величина Bs ферромагнетика от температуры и химического состава
18. Поясните сущность текстурирования ферромагнетика
19. Назовите основные группы магнито-мягких материалов, используемых в области
низких частот, их состав и свойства
20. Сформулируйте основные требования к высокочастотным ферромагнетикам
21. Дайте краткую характеристику магнитодиэлектрикам ( структура, состав,
свойства)
22. Простые и сложные ферриты, их достоинства и недостатки
23. Область применения и основные характеристики магнито-твердых материалов
24. Назовите основные группы магнито-твердых материлов
25. Расскажите об особенностях стуктуры и технологии ее получения для магнитотвердых материалов (виды термической обработки)
26. Высококоэрцитивные сплавы и их состав
27. Какие ферриты используются в качестве магнито-твердых материалов
28. Что представляют собой металлопорошковые материалы
1.
2.
3.
4.
5.
6.
7.
8.
2 Лабораторная работа №8. Исследование свойств магнито-твердых материалов
Цель работы: изучение влияния на рабочую индукцию Bd постоянного магнита
химического состава МТМ, термической обработки и коэффициента размагничивания;
освоение инженерной методики расчета рабочей индукции
постоянных магнитов,
сопоставление расчетных и экспериментальных значений Bd; исследование влияния
частичного размагничивания постоянного магнита на стабильность его магнитного потока
при следующем воздействии посторонних магнитных полей.
2.1 Описание лабораторной установки
Лабораторная установка включает в себя электромагнит для намагничивания
39
образцов, милливеберметр М119, набор образцов из магнито-твердых материалов.
На лабораторном стенде и в данных методических указаниях приведены необходимые
исходные данные для определения Bd расчетным и графическим путем:
- кривая зависимости коэффициента размагничивания N от соотношения l/d;
- длина постоянного магнита, l;
- расчетный диаметр, d;
- площадь поперечного сечения,S;
- размагничивающие участки гистерезисных циклов для МТМ, изучаемых в работе.
Катушки электромагнита (рисунок 54) питаются постоянным током от выпрямителя.
Тумблер 5 служит для подачи напряжения на катушки электромагнита при намагничивании
образцов. Образец 3 устанавливается между неподвижным 2 и подвижным 4 полюсами
электромагнита.
Определение рабочей индукции Bd постоянного магнита основано на
экспериментальном измерении потокосцепления ψ милливеберметром. Потокосцепление ψ
определяется как произведение ψ= Фd·ω, где Фd= Bd·S – магнитный поток через один виток
измерительной катушки М119, создаваемый данным постоянным магнитом с площадью
поперечного сечения S; ω- число витков в имерительной катушке милливеберметра, ω=50.
Размерность потокосцепления и магнитного потока одна и таже, Вб.
Измерение ψ производится методом сдергивания образца 1 с нейтральной линии
измерительной катушки К (рисунок 54). При этом отклонение стрелки милливеберметра 2
пропорционально изменению магнитного потока, сцепленного с имерительной катушкой.
шкала прибора М119 отградуирована в единицах магнитного потока- милливеберах
( 1 деление= 0,1 мВб ).
Рисунок 54 - Схема электромагнита
Рисунок 55 - Схема милливеберметра
2.2 Порядок выполнения работы
Включить электромагнит в сеть. Исследовать влияние химического состава материала и
термической обработки на рабочую индукцию постоянного магнита Bd. При этом рабочая
магнитная индукция в образцах определяется экспериментально и расчетным путем.
2.3 Для экспериментального определения рабочей индукции образцов №1,2,4,5,6,7,8
необходимо сделать следующее:
- вставить образец продольно между полюсами электромагнита, на выступ
подвижного полюса, и зажать его, как показано на рисунке 54;
- включить тумблером 5 на 2 секунды питание обмоток электромагнита;
- выдвинув подвижный полюс, достать образец.
2.4 После намагничивания необходимо измерить потокосцепление в образце с
помощью милливеберметра М119.
40
Перед каждым измерением левую ручку установить в положение “коррекция” и
правой ручкой установить стрелку прибора на середину шкалы, после чего левую ручку
перевести в положение “арретир” и вставить образец в рамку, как показано на рисунке 55.
Затем, левую ручку перевести в положение “измерение” и аккуратно вынуть образец,
отклонение стрелки от середины шкалы и даст величину потокосцепления ψ. Повторить
п.п.2.3 и 2.4 для каждого образца и данные занести в таблицу 4.
2.5 Определить рабочую индукцию разомкнутого магнита на основе
экспериментальных данных по формуле
Bd   103 / (  S ) ,
где ψ- потокосцепление, мВб;
ω- число витков в измерительной катушке, ω= 50;
S- площадь поперечного сечения образца, м2.
Полученные данные для каждого образца занести в таблицу 4.
Таблица 4 - Значение Bd для МТМ различного химического состава с различными видами
термообработки и разными типоразмерами
№
обр
1
2
4
5
6
7
8
Материал и вид
термической
обработки
Вольфрамовая сталь
Е7В6 (закалка)
Вольфрамовая сталь
Е7В6 (отжиг)
Сплав ЮНДК (без
дисперс. твердения)
Длина
см
Расч.
диам.,
d,см
Сечение,
см2
Измерение
Ψ,
Bd,
мВб
Тл
Расчет
l/d
N
α° Bd,Тл
Сплав ЮНД4(дисперсионное твердение)
Вольфрамовая сталь
Е7В6 (закалка)
Вольфрамовая сталь
Е7В6 (закалка)
Вольфрамовая сталь
Е7В6 (закалка)
2.6 Определить рабочую индукцию расчетным путем для постоянных магнитов
№1,2,4,5,6,7,8.
Для этого необходимо:
- определить отношение l/d для каждого магнита;
- определить угол сдвига по формуле
  arctg ( N / 0 )  (M B / M Í ) ,
где N- коэффициент размагничивания, определяемый по кривой N= f (l/d), представленный
на рисунке 56, а Мв,Мн - соответственно масштабы индукции и напряженности магнитного
поля для размагничивающего участка гистерезисной кривой данного материала (рисунок
57), при этом Мв/Мн = 624·10-7, Тл/(A/м); а µ0= 4π·10-7, Гн/м;
- провести прямую сдвига оа под углом α к оси ординат (рисунок 57).
41
Искомая индукция Bd в образце будет равна ординате точки пересечения прямой
сдвига с размагничивающим участком кривой гистерезиса для данного материала.
Результаты занести в таблицу 4.
Рисунок 56 - Зависимость коэффициента размагничивания N
от соотношения размеров цилиндрического образца
Рисунок 57 - Размагничивающие участки петель гистерезиса
для различных материалов
2.7 Исследование влияния коэффициента размагничивания на рабочую индукцию
постоянного магнита
Влияние коэффициента размагничивания на рабочую индукцию Bd изучается на
постоянных магнитах из закаленной вольфрамовой стали Е7В6 (образцы 1,7,8). Магнитная
индукция определяется экспериментальным и расчетным путем, и результаты заносятся в
таблицу 4.
2.8 Исследование частичного размагничивания на стабильность магнитного потока
при воздействии внешних магнитных полей
Измерения производятся на развинчивающемся цилиндрическом образце 9,
состоящем из двух половин, в следующей последовательности:
- намагнитить свинченный образец, измерить потокосцепление;
42
- разъединить половинки и намагнитить одну из них в том же направлении, что и
целый, измерить потокосцепление;
- соединить обе половинки и измерить потокосцепление не намагничивая образец;
- вновь разъединить образец, намагнитить ту же половинку и измерить
потокосцепление;
- рассчитать рабочую индукцию Bd для каждого пункта и все данные занести в
таблицу 5.
Таблица 5 - Влияние частичного размагничивания на величину Bd
№изм
1
2
3
4
Наименование
Образца
Длина
l,см
Диам.,
d,см
Cечен.,
см2
Ψ,
мВб
Bd,
Тл
l/d
N
α
№9,намагниченный
1/2, намагниченная
№9,ненамагниченный
1/2, намагниченная
- определить по формуле 2 угол сдвига α1 для свинченного и угол α2 для одной из
половин цилиндрического магнита и результат занести в таблицу 5;
- выключить электромагнит из сети;
- выполнить на миллиметровой бумаге построение, показанное на рисунке 58, при
этом соотношение масштабов индукции и напряженности поля (Мв/Мн= 624·10-7, Тл·м/А)
использовать для определения ∆Н0.
Рисунок 58 – Определение нестабильности магнитного потока от воздействия внешних
магнитных полей
Содержание отчета
Отчет должен содержать:
- цель работы;
- краткое изложение сущности метода;
- описание материалов, изучаемых в работе (химический состав, основные магнитные
характеристики, применение);
- результаты измерений и расчетов, сведенные в таблицы 4 и 5;
- построение по данным таблицы 5, выполненное на миллиметровой бумаге;
- расчет значений ∆Н, ∆В1/∆H, ∆В11/∆Н, характеризующих нестабильность
магнитного потока при частичном размагничивании и последующем воздействии
43
размагничивающих полей;
- выводы, полученные по результатам лабораторной работы и при анализе
рекомендованной технической литературы.
Литература
1. Мишин Д.Д. Магнитные материалы. - М.: Высшая школа, 1991. 354 с.
2. Пасынков В.В. Материалы электронной техники. – М.: Лань, 2004. 368 с.
3. Материаловедение и материалы электронной техники. Текст лекций/ М. А.
Плотянская, И. А. Киршина, О. М. Филонов. – СПб. : ГУАП, 2004. – 150 с.
4. Бондаренко Г.Г., Кабанова Т.А., Рыбалко В.В. Материаловедение. – М.:
Издательство Юрайт, 2012. 359 с.
3 Лабораторная работа №9. Исследование свойств магнито-мягких материалов
Цель работы: изучение процессов, протекающих в магнитомягких материалах в
магнитном поле и исследование их основных характеристик по кривой намагничивания.
Cтруктурная схема измерений представлена на рисунке 59.Она включает в себя:
персональный компьютер, с установленной в него звуковой картой; усилитель мощности с
регулируемым коэффициентом усиления; интегрирующий преобразователь и образец,
выполненный в виде тороидального трансформатора.
Рисунок 59 - Схема измерений
ЭВМ при помощи звуковой карты вырабатывает синусоидальное напряжение в
диапазоне частот 40-1000 Гц. Переменное напряжение поступает на вход усилителя, к
выходу
которого
подключена
намагничивающая
обмотка
трансформатора.
Трансформатор представляет собой образец исследуемого магнитного материала с
намотанными на него двумя обмотками: намагничивающей обмоткой 1 и измерительной
обмоткой 2. Напряженность магнитного поля в материале определяется током I в
намагничивающей обмотке по формуле H= I·n, где n- плотность витков обмотки 1
(количество витков/м). Значение тока намагничивания и, следовательно, напряженности
поля в образце определяется по значению падения напряжения на измерительном
резисторе R, который включается последовательно с обмоткой 1. Номинальное
сопротивление резистора 2,7 Ом.
Напряжение с измерительного резистора подается на линейный вход звуковой карты
44
ЭВМ. Амплитуда напряженности поля устанавливается с помощью регулировки
величины сигнала, поданного на усилитель.
ЭДС, наводимая в измерительной обмотке 2, пропорциональна производной от
индукции
магнитного поля (В) в исследуемом образце. Напряжение обмотки 2
интегрируется интегратором, на выходе которого напряжение измерительного сигнала
пропорционально уже непосредственно В. Напряжение с выхода интегратора резистора
подается на линейный вход звуковой карты ЭВМ.
Таким образом, в ЭВМ имеется информация о напряженности Н, индукции В
магнитного поля в исследуемом образце и их частоте, на основании которой программное
обеспечение автоматизированного лабораторного стенда осуществляет построение
кривых намагничивания и расчет всех магнитных параметров материалов.
3.1 Управление лабораторной работой
Лабораторная работа позволяет:
- производить измерения;
- сохранять результаты в базе данных;
- представлять результаты в графическом и текстовом виде;
- формировать отчет и получать твердую копию.
Только при проведении измерений ваш компьютер связывается с измерительным
стендом, а в остальных случаях вы работаете только с результатами измерений.
Все управление лабораторной работой осуществляется с помощью ЭВМ.
Управляют работой при помощи команд, которые можно вводить либо из меню,
либо кнопками панели управления.
Команды разбиты на группы
ИЗМЕРЕНИЯ:
измерение
образец
вид кривой
фиксация точки
сохранить
ПРОСМОТРА И ОБРАБОТКИ:
вид кривой
база данных
автомасштаб
масштаб 75
печать
буфер обмена
сохранить
3.2 Порядок выполнения работы
3.2.1 Включить компьютер и произвести загрузку файла «магнитные материалы»,
после чего включить блок измерения переключателем, находящимся на правой стороне
корпуса (при этом загорится светодиод на лицевой панели) и установить один из образцов
в гнезда для него предназначенные, на передней панели.
3.2.2 На мониторе будут представлены текущие данные, над которыми отображены
выполняемые функции (измерение, буфер обмена, настройки, окно, помощь), подведя
курсор на окно настройки, активировать его.
3.2.3 Произвести выбор материала и параметров образца, после чего нажать «ОК».
Присвоить образцу имя.
3.2.4 Подвести курсор на измерение и активировать его, на мониторе высветятся
вопросы 10 минутного теста, по результатам которого осуществляется допуск к
45
выполнению измерений, при этом на мониторе появится изображение петли гистерезиса,
а слева от координатной сетки 2 оси ординат (ось изменения амплитуды сигнала и
частоты).
3.2.5 Произвести построение основной кривой намагничивания по ряду частных
петель гистерезиса при фиксированной частоте, заданной преподавателем и
устанавливаемой курсором по оси «частота», значение которой высвечивается в окне над
координатной сеткой. Для этого установить курсором «амплитуда» максимальное
значение при зеленом цвете петли (красный - нерабочий режим) и уменьшать амплитуду
сигнала до 0, каждый раз фиксируя точку (всего- 12-16 точек). Точка фиксируется
активацией окна, находящегося в настройках. После этого сохранить результаты
измерения, активировав соответствующее окно, находящееся в настройках.
3.2.6 Снять предельную петлю гистерезиса, установив амплитуду сигнала такой, при
которой Нs= 5Hc и сохранить ее.
3.2.7 Установить остаточную индукцию Вr на уровне, соответствующем предельной
петле гистерезиса и снять ряд частных петель, изменяя частоту от 10 Гц до 1000 Гц,
произвольно всего 5 точек, сохраняя каждую из них.
3.2.8 Вынуть первый образец и на его место установить образец №2. Повторить
пункты 3.2.5-3.2.7, после чего вынуть образец.
3.2.9 В окне текущие данные проверить наличие кривой намагничивания,
зависимости µ= f(Н), предельной петли гистерезиса и зависимости формы петли от
частоты для обоих образцов. Просмотр кривых с помощью активации правого окна в
текущих данных (равносторонний треугольник). Стирание - <->.
3.3 Работа с графиком:
- для уменьшения масштаба графика используйте кнопку<75>, при этом масштаб
графика изменяется на 75%;
- для увеличения – установите курсор мыши в верхний левый угол выбранного
вами участка, нажмите левую клавишу мыши и ведите, не отпуская ее в правый нижний
угол участка, при отсутствии изменения проверьте состояние кнопки Авто-масштаба, она
должна быть в отжатом состоянии;
- для возврата к прежнему масштабу нажмите левую кнопку мыши и, не отпуская
клавиши проведите мышью в сторону левого верхнего угла;
- для расстановки характерных точек поместите курсор мыши в выбранный
участок кривой (при этом курсор имеет вид перекрестия) и нажмите левую кнопку мыши;
- для удаления лишней характерной точки подведите курсор мыши к удаляемой
точке (при этом курсор переменится) и нажмите левую кнопку мыши.
Изменения в базу данных будут внесены при нажатии кнопки <сохранить>.
3.4 При подготовке к защите данной работы:
- определить значения параметров предельной петли гистерезиса по графику кривой
на экране;
- определить коэффициент прямоугольности петли Kп  Br / Bs ;
- определить влияние на параметры петли гистерезиса частоты измерительного
сигнала;
- дать качественную характеристику магнитных свойств исследуемых материалов.
Литература
1. Пасынков В.В. Материалы электронной техники. – М.: Лань, 2004. 368 с.
2. Мишин Д.Д. Магнитные материалы. – М.: Высшая школа, 1991. 354 с.
3. Материаловедение и материалы электронной техники. Текст лекций/ М. А.
Плотянская, И. А. Киршина, О. М. Филонов. – СПб. : ГУАП, 2004. – 150 с.
46
4 Лабораторная работа № 10. Определение температуры Кюри магнитных
материалов
Цель работы: ознакомление с методикой измерения магнитной проницаемости
высокочастотных магнитомягких материалов – ферритов; исследование температурной
зависимости начальной магнитной проницаемости µ(Т);
расчет температурного
коэффициента магнитной проницаемости αμ; определение магнитной точки Кюри Θ
ферритов.
4.1 Описание лабораторной установки
Лабораторная установка (рисунок 60) состоит из измерителя RLC и блока измерения.
В блоке измерения расположены: термостат с исследуемыми образцами, выполненными в
виде тороидов с обмоткой (обмотка содержит 20 витков), источник питания 9В, средства
коммутации режимов работы и переключения номера образца, вентилятор для
принудительного охлаждения образцов и средства индикации температуры и режимов
работы.
Измеритель индуктивности представляет собой универсальный RLC измеритель с
единым отсчетом. При измерении сопротивления, индуктивности или емкости питание
осуществляется напряжением 9В от встроенного блока питания в блоке измерения.
Термостат
снабжен цифровым индикатором температуры и вентилятором для
вынужденного охлаждения. Параметры исследуемых образцов приведены ниже.
Рассмотрим, как связаны между собой индуктивность сердечника L и магнитная
проницаемость µ:
L  Ф / I  NS  0 H / I
(16)
где L– индуктивность сердечника; Ф – магнитный поток; I–ток, текущий через обмотку; Nчисло витков, нанесенных на тороид; S – поперечное сечение тороида; µ0– магнитная
постоянная; µ– магнитная проницаемость материала сердечника; H– напряженность
магнитного поля, создаваемого в образце током I .
Подставив в формулу 16 Н= N·I/dср, получим в системе СИ выражение
L  N2S  0 H / (H dср )  N2S  0 / d ср ,
Таким образом, начальная магнитная проницаемость определяется по формуле:
н  L  dср / (0  N2  S ) ,
(17)
где L – индуктивность сердечника из исследуемого материала, Гн; µ 0= 4π·10-7 Гн/м; N–
число витков обмотки на исследуемом феррите, S– площадь поперечного сечения тороида,
перпендикулярная магнитным силовым линиям, м2; dср – средний диаметр тороида, м.
Для оценки температурных изменений магнитной проницаемости пользуются
температурным коэффициентом проницаемости TKµ или αµ; его рассчитывают для
заданного интервала температур по формуле:
   (н 2  н1 ) /  н1  (Т2  Т1 ) , град.-1 ,
(18)
где µн1– начальная магнитная проницаемость образца при температуре Т1 (комнатная
температура); µн2– начальная магнитная проницаемость образца при.
47
Обычно считают αµ в интервале температур от 20℃ (Т1) до 60℃ (Т2).
Рисунок 60 - Лабораторная установка для определения точки Кюри для магнито-мягких
материалов
4.2 Порядок выполнения работы
Перед началом работы убедиться, что термостат и вентилятор выключены (нижнее
положение переключателей К2 и К3 на блоке управления).
4.2.1 Включить питание БУ переключателем К1, находящимся с правой стороны
блока (загорится зеленый светодиод на лицевой панели), и питание RLC измерителя
кнопкой пуск, установив режим измерения индуктивности правой кнопкой.
4.2.2 Убедиться, что значение температуры термостата не выше 25-30 °С, в противном
случае - включить вентилятор переключателем К3 и остудить до необходимой
температуры.
4.2.3 Установить номер исследуемого образца на лицевой панели БУ слева внизу (К4).
4.2.4 Включить нагрев термостата (К2 - “вкл”), при этом загорается красный
светодиод на лицевой панели БУ. Произвести измерения индуктивности L двух образцов
через каждые 5° при нагреве образца от начальной температуры T1 до такой более высокой
Tn, при которой четко фиксируется очень резкое падение величины индуктивности Ln,
поочередно переключая К4. Полученные данные занести в таблицу 6.
4.2.5 Выключить термостат, К2- в нижнее положение.
4.2.6 Рассчитать значения магнитной проницаемости µ ni для каждой температуры и занести
в эту же таблицу.
4.2.7 Рассчитать значение температурного коэффициента магнитной проницаемости
αµ в интервале температур от комнатной до 60 ℃, для каждого образца.
4.2.8 Параметры, исследуемых образцов: dср= 3,0 см, S= 0,16 см2, N=20.
4.3 Содержание отчета
Отчет должен содержать:
- цель работы;
- краткое описание метода измерения индуктивности магнитной тороидальных
сердечников;
- названия и марки приборов, которые используются при измерениях;
48
- описание исследуемого материала;
- расчетные формулы, их расшифровка, пример одного расчета;
- результаты эксперимента в виде таблицы и графика µ(T) для феррита 1000НН и
2000НМ;
-определение точки Кюри Θ по графику (в технике за точку Кюри ферритов
принимают такую температуру, при которой µ принимает максимальное значение);
- расчет одного значения температурного коэффициента проницаемости в интервале
температур от комнатой до 60 ℃;
- выводы по работе, краткое объяснение полученной зависимости µ(T), сопоставление
полученных результатов с литературными данными.
Таблица 6 – Результаты расчета магнитной проницаемости
Т, °С
№1
№2
25
30
35
…..
40
…..
75
80
85
L
µ
L
µ
Литература
1. Преображенский А.А. , Бишард Е.Г. Магнитные материалы и элементы.- М.: Высшая
школа, 1986. 352 с.
2. Рабкин Л.И., Соскин С.А., Эпштейн В.Ш. Ферриты.- Л.: Энергия, 1976. 386 с.
3. Пасынков В.В. Материалы электронной техники. - М.: Лань, 2004. 368с.
4. Материаловедение и материалы электронной техники. Текст лекций/ М. А.
Плотянская, И. А. Киршина, О. М. Филонов. – СПб. : ГУАП, 2004. – 150 с.
49
Документ
Категория
Без категории
Просмотров
0
Размер файла
1 979 Кб
Теги
kirshina2
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа