2. НАМАГНИЧИВАНИЕ ФЕРРОМАГНИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ

Ферромагнитный материал состоит из отдельных областей (доменов), самопроизвольно намагниченных до насыщения. При отсутствии внешнего поля магнитные моменты доменов ориентированы хаотически, в результате чего суммарная намагниченность всего материала равна нулю. Приложение внешнего поля изменяет ориентацию доменов, вследствие чего начинают проявляться внешние признаки намагниченности.

При помещении ферромагнитного тела в магнитное поле в нем происходит перераспределение объемов доменов и намагниченность тела возрастает. По мере возрастания напряженности внешнего магнитного поля Н происходит увеличение объема доменов, вектора намагниченности которых составляют острый угол с направлением внешнего поля, уменьшение объема доменов с другой ориентацией векторов намагниченности и поворот вектора намагниченности в направлении внешнего поля. Намагниченность ферромагнитного тела зависит не только от абсолютного значения напряженности внешнего магнитного поля, но и от магнитного состояния тела.

Рассмотрим размагниченный образец, условно разделенный на четыре домена. Нижний участок оа кривой намагниченности (рис. 114, а) соответствует намагничиванию без необратимого нарушения границ между доменами. При снятии внешнего намагничивающего поля в этой области кривой намагничивания границы между доменами восстанавливаются и остаточная намагниченность полностью отсутствует. Поэтому процесс намагничивания в этой области имеет обратимый характер. Участок аб соответствует необратимому увеличению объемов доменов, направление векторов намагниченности которых составляет острый угол с направлением внешнего намагничивающего поля. Часть кривой бе соответствует в основном повороту вектора намагниченности до полного совпадения с направлением внешнего поля (см. верхнюю часть рис. 114, а).

Отличительной особенностью процесса намагничивания ферромагнетиков является отставание намагниченности от напряженности намагничивающего поля при уменьшении величины Н. Это явление называется гистерезисом. Если напряженность поля, после того как она была доведена до значения H_s соответствующего насыщению материала (J_макс), уменьшить до 0, то изменение намагниченности тела произойдет по кривой 2, не совпадающей с начальной кривой намагничивания (рис. 114, б). При снятии внешнего магнитного поля тело сохраняет намагниченность J_{r макс} называемую остаточной.

Намагниченность в материале можно уменьшить до 0, увеличив напряженность поля в обратном направлении. Напряженность поля Н_с, которую необходимо приложить для того, чтобы намагниченность, прежде равная максимальному значению, стала равной 0, называется коэрцитивной силой. При дальнейшем нарастании внешнего поля намагниченность можно довести до значения—J_макс, т.е. направление намагниченности образца изменится на обратное. Гистерезисная кривая, полученная при изменении

 

намагничивающего поля от Hs до -H_s называется предельной кривой гистерезиса.

Рассмотрим процесс намагничивания ферромагнитного тела на примере образца, выполненного в форме кольца большого диаметра, помещенного в тороидальную обмотку, имеющую п витков. При пропускании по этой обмотке постоянного тока I внутри нее возникает магнитодвижущая сила

F= nl.                                                                                      (9-1)

Напряженность магнитного поля внутри тороидальной обмотки

H_l = F/l = nl/l,                                                                        (9.2)

где l — длина окружности, проходящей через центр сечения образца.

Под влиянием равномерной напряженности внешнего магнитного поля H_l в образце возникает однородная намагниченность J, равная напряженности магнитного поля внутри образца H_μ Напряженность результирующего магнитного поля внутри образца H_Σ равна сумме напряженностей внешнего H_l и внутреннего H_μ магнитных полей:

Н_Σ = Н_l + H_μ.                                                                         (9.3)

Магнитная индукция в образце

В = μ₀H_Σ = μ₀ μ Н_l = μ₀H_l; + μ₀Н_μ = μ₀H_l + μ₀j.                     (9.4)

где μ₀ = 4π • 10^-7 — магнитная проницаемость вакуума, Гн/м; μ — относительная магнитная проницаемость образца.

Намагниченность образца

J = (μ—1)H_l                                                                           (9.5)

Намагниченность j — векторная величина, направленная внутри ферромагнитного образца противоположно вектору напряженности H_l. Следует отметить, что приведенные зависимости справедливы только для кольцевых и бесконечно длинных образцов. При намагничивании тела другой формы внутри образца возникает размагничивающее поле, направленное навстречу внешнему. Эффект размагничивания выражен тем сильнее, чем короче намагниченный образец и чем больше его сечение.

Для характеристики процессов магнитной записи более важное значение чем зависимость J(H), имеет зависимость J_r(H), которую можно получить из первой (кривая 1 на рис. 114, а) графическим построением (кривая 2 на рис. 114, а). Эта кривая остаточной намагниченности представляет собой зависимость намагниченности, остающейся в ферромагнитном теле после воздействия магнитного поля, от напряженности этого поля. Петля гистерезиса по намагниченности J(H) после достижения магнитного насыщения имеет горизонтальный участок, в то время как петля гистерезиса по индукции В(Н) в этой области имеет возрастающий характер пропорционально H. Предельная петля гистерезиса

 

 

по намагниченности J,  остаточной намагниченности J_r и индукции В показана на рис. 115.

Представление о доменной структуре ферромагнитного материала положено в основу статистического метода анализа процесса, намагничивания — метода Прейсаха [8, 106]. При этом процесс намагничивания рассматривается как статистический результат перемагничивания отдельных доменов. Для магнитных частиц рабочего слоя магнитной ленты метод Прейсаха предполагает ряд допущений:

1)     частицы однодоменны, имеют прямоугольную петлю гистерезиса, и, следовательно, могут находиться только в состоянии положительного (j_макс) или отрицательного (—J_макс) магнитного насыщения;

2)     каждая частица характеризуется коэрцитивной силой Н'_с и полем смещения H_i;

3)     каждая прямоугольная петля гистерезиса из-за магнитного взаимодействия между частицами является несимметричной относительно начала координат (рис. 116, а), причем величины H_i и Н'_с отдельных доменов не зависят от внешнего магнитного поля и магнитного состояния ферромагнитного материала;

4)  каждая частица характеризуется значениями полей H₊ и Н_-, при которых она скачком меняет знак намагниченности на положительный или отрицательный соответственно. Если на рис. 116, а точка а определяет начальную намагниченность частицы—j_макс то в случае приложения к ней внешнего поля Н ≥ H₊ последняя скачком перемагнитится и приобретет положительную намагниченность j_макс (точка а₁). Изменение направления намагниченности имеет необратимый характер. При снятии внешнего поля намагниченность частицы остается положительной. Для возвращения этой частице знака первоначальной намагниченности — J_макс к ней необходимо приложить внешнее поле |Н | ≥ |H_{_}|. Такое же значение внешнего поля необходимо и при перемагничивании первоначально положительной частицы (рис. 116, б);

5) вклад в общую намагниченность поля тела от каждой частицы одинаков и не зависит от величин H_i и Н'_с.

Для наглядного представления о структуре вещества в координатах H_i и Н'_с строят статическую диаграмму Прейсаха (рис. 117). Так как поле смещения H_i может быть как положительным, так и отрицательным, эта ось направлена от нуля в обе стороны, в то время как ось Н'_с имеет только положительное направление. Исходной диаграммой Прейсаха, лежащей в основе всех построений, является диаграмма для размагниченного образца (рис. 117, а). На этой диаграмме все частицы с отрицательной намагниченностью расположены в верхней полуплоскости (H_i > 0), а все частицы с положительной намагниченностью (j_макс) — в нижней (H_i < 0).

Диаграмма Прейсаха учитывает распределение доменов с различными значениями H_i и Н'_с. Плотность распределения выражается функцией J (H_i Н'_с). Пределы функции плотности распределения частиц J (H, H'_c) определяются диапазоном изменения величин H_i и Н'_с, которые практически не могут быть ни очень малыми, ни слишком большими. Каждый тип носителя имеет свою функцию распределения J (H_i, Н'_с) и диаграммы Прейсаха для разных

 

 

носителей различаются только этим. Функция распределения частиц J (H_i, H'_c) всегда симметрична относительно оси H'_c, что объясняется равновероятностью существования частиц с одинаковыми (по абсолютной величине) положительными и отрицательными полями смещения (|H_i|=|-H_i|). Очевидно, что остаточная намагниченность определяется разностью интегралов вида J (H_i, H'_c) dH_i, взятых в пределах площадей с положительной и отрицательной намагниченностью.

При наложении внешнего поля H > 0 перемагнитятся те частицы, для которых H ≥ H₊, т. е. частицы, имеющие первоначально отрицательную намагниченность и лежащие на диаграмме Прейсаха в пределах треугольника, образуемого осью H'_c и сторонами H_i — H'_c и H_i + H'_c = H. При Н > 0 (рис. 117, б) намагниченность материала соответствует значению в интервале аб (см. рис. 114), а при Н = H_s > 0 (рис. 117, в) — точке в кривой намагничивания образца. Диаграммы Прейсаха при внешнем поле H < 0 показаны на рис. 117, г, д.