МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ ЛАЗЕРОВ

Лекция 19

Лазер - представляет собой источник оптического когерентного излучения, характеризующегося высокой направленностью и большой плотностью энергии.

В основе принципа действия лазеров лежит открытое А. Эйнштейном явление вынужденного (стимулированного излучения). Оно заключается в практически одновременном испускании согласованных по частоте и напряжению электромагнитных волн (фотонов) огромным количеством атомов (молекул) под действием внешнего электромагнитного поля. Первые приборы на основе вынужденного излучения были созданы и 50-х годах независимо и почти одновременно в СССР академиками Н. Г. Басовым и А. М. Прохоровым и в США группой ученых во главе с Ч. Таунсом

Основными элементами лазеров на твердых диэлектриках являются активная среда (рабочее тело), оптический' резонатор и система оптической накачки. Активной средой служит кристаллическая или стеклообразная матрица, в которой равномерно распределены активные ноны (активаторы люминесценции). Все процессы поглощения и излучения света связаны с переходами электронов между уровнями активного иона; при этом матрица играет пассивную роль. Тип активного иона в основном определяет спектр излучения лазера.

Рабочее тело лазера изготовляют, как правило, в виде цилиндрического стержня, торцевые поверхности которого обрабатываются с высокой степенью точности. Параллельность торцов выдерживается в пределах нескольких угловых секунд. Для возбуждения активных ионов используется оптическая накачка с помощью мощных газоразрядных ламп.

Из радиотехники известно, что необходимым условием работы любого генератора является наличие положительной и обратной связи, т. е. часть энергии колебаний должна поступать с выхода генератора на его вход. В оптических квантовых генераторах (лазерах) положительная обратная связь осуществляется резонатором, который обычно выполняют в виде двух плоскопараллельных зеркал. Одно из них полупрозрачно для вывода излучения из активного элемента. Отражающие поверхности резонатора иногда совмещают с торцами рабочего стержня.

Несмотря на то, что матрица не участвует в процессах генерации колебаний, многие физические свойства активной среды определяются именно матрицей. Потому вещество кристаллической или стеклообразной основы должно удовлетворять ряду требований:

неактивированная матрица должна быть оптически прозрачной как для излучения накачки, так и излучения активных ионов, вводимых и матрицу;

вещество основы должно обладать высокой теплопроводностью, чтобы эффективно рассеивать энергию, выделяющуюся при безызлучательных переходах;

матрица должна быть оптически однородной. Механические напряжения, различные микровключения, пузырьки, границы зерен увеличивают пороговую мощность генерации, вызывают паразитное поглощение и рассеивание энергии. Вследствие этого увеличивается расходимость лазерного луча, ослабляется его интенсивность;

материал основы должен обладать высокой нагревостойкостью и механической прочностью, чтобы выдерживать тепловые перегрузки при высокой плотности излучения накачки и генерации;

матрица должна быть устойчива к воздействию ультрафиолетового излучения ламп накачки

материал должен быть технологичен, т. е. доступен для массового производства цилиндрических стержней необходимых размеров. Увеличение размеров рабочего тела позволяет повысить мощность излучения лазера;

структура кристаллической решетки матрицы должна допускать введение активатора в заданной концентрации.

Перечисленным требованиям в той или иной мере удовлетворяют высокотемпературные кислородные соединения [окислы, гранаты, вольфраматы, молибдаты, ниобаты, алюминаты, цирконаты и д.р.], фториты различных металлов, а так же оксидные и фторо-бериллатные стекла. Основу последних составляет ВеF2. Наиболее распространенные кристаллические матрицы указаны в табл. 1.1.

Т а б л и ц а 1.1 Свойства некоторых материалов, используемых в твердотельных лазерах

Активный материал	Матрица	Активатор	Концентрация активатора, мол. %	Длина волны генерации, , мкм	Показатель преломления	К.п.д., %
Рубин	-Al2O3	Cr3+	0,03-0,05	,694	,76
Иттрий-алюминиевый гранат с неодимом	Y3Al5O12	Nd3+	1-3	,06	,83	-7
Алюминат иттрия с неодимом	YAIO3	Nd3+	3	,06	,95
Натрийлантанмолибдат с неодимом	NaLa(MoO4)2	Nd3+	2	,06	,82	,5
Флюорит с диспрозием	CaF2	Dy2+	0,02	,36	,42
Шеелит с неодимом	CaWO4	Nd3+	2	,06	,92	,7
Стекло с неодимом	Стекло	Nd3+	2-6	,06	,55	-6

Основные требования к активатору сводятся к следующему:

Ионы активатора должны иметь широкие полосы поглощения и узкие сильные линии люминесценции. Чем шире полоса оптического поглощения, тем большая часть излучения накачки используется для возбуждения активных ионов. Однако, чем меньше ширина линий люминесценции, тем выше характеристики лазерного излучения и тем меньше мощность, требуемая для накачки. Желательно также, чтобы частота возбуждающего (т. е. поглощающего) излучения не очень сильно превышала частоту лазерного излучения. В противном случае значительная часть поглощаемой энергии будет расходоваться на нагрев кристаллической решетки.

Активатор должен создавать возбужденные метастабильные уровни (т. е. уровни с большим временем жизни), на которых можно накопить значительное количество электронов. При этом время жизни электронов на метастабильных уровнях должно определяться в основном излучательными оптическими переходами.

Ионы активатора должны вводиться в матрицу без нарушения ее оптической однородности, механической прочности и термостойкости.

В качестве активных ионов используются исключительно элементы переходной группы и редкоземельные элементы, содержащие внутренние незастроенные 3d- и 4f-электронные оболочки. Глубоко расположенные электроны внутренних орбит экранируются внешними оболочками от электростатического взаимодействия с соседними ионами кристаллической решетки. Это приводит к слабому расщеплению внутренних уровней и обеспечивает высокую монохроматичность излучения лазера.

В подавляющем большинстве случаев активирование осуществляют трехвалентными ионами Nd3+, при этом в различных матрицах генерация излучения наблюдается приблизительно в одинаковом спектральном диапазоне вблизи = 1,06 мкм (табл. 8.1).

Одним из наиболее освоенных материалов лазерной техники является рубин. Именно на рубине в 1960 г. был создан первый твердотельный лазер. Рубинами называют кристаллы -корунда (А1203), в которых часть ионов алюминия замещена ионами хрома. Количеством хрома определяется цвет рубина. В лазерной технике используют розовые рубины с содержанием Cr2O3 около 0,05 маc. %, что соответствует концентрации 1,6-1025 ионов хрома в одном кубическом метре. При содержании окиси хрома более 0,5 мас.% рубин приобретает красную окраску. Чистые кристаллы -корунда оптически прозрачны в диапазоне 0,17—,5 мкм.

Кристалл рубина обладает оптической анизотропией и имеет почти кубическую симметрию, несколько искаженную вдоль одной из пространственных диагоналей, в результате чего истинная симметрия кристалла —ромбоэдрическая. Ценными качествами рубина являются высокие механическая прочность и теплопроводность.

Ионы хрома создают в широкой запрещенной зоне корунда систему энергетических уровней (рис. 1.1), которые существенно отличаются от уровней энергии в свободных атомах хрома из-за воздействия электростатического внутрикристаллического поля.

Рис. 1.1 Диаграмма энергетических уровней ионов хрома в рубине:

—оптическая накачка, 2 —безызлучательный переход (релаксация),

—вынужденное испускание (излучение)

Уровень Э1 на рис. 1.1 соответствует основному, т. е. невозбужденному состоянию хрома. Уровни, расположенные выше, характеризуют возбужденные состояния ионов активатора. Широкая полоса Э3 используется для поглощения излучения накачки. Переходы электронов между уровнями Э1 и Э2 ответственны за генерацию излучения в кристалле.

При возбуждении внешним светом электроны из основного состояния Э1, переходят в полосу Э3, а затем за очень короткое время (~10-8c) безызлучательньм путем переходят на уровень Э2. Избыточная энергия идет на нагрев кристаллической решетки. Уровень Э2 является метастабильным, т. е. характеризует возбужденное состояние с достаточно большим временем жизни (~10-3 с). Это приводит к накоплению электронов на уровне Э1 и созданию инверсной населенности, что необходимо для генерации вынужденного излучения.

Если возвращение электрона в основное состояние происходит само произвольно, спонтанно, то различные активные ионы излучают неодновременно и независимо. Поэтому излучаемые электромагнитные волны не согласованы на фазе. Случайный характер имеет не только момент испускания фотона, но и направление его распространения. В результате спонтанное излучение оказывается некогерентным и несфокусированным в пространстве.

Однако активный ион может перейти в основное состояние не спонтанно, а вынужденно, под действием электромагнитной волны, если только частота этой волны соответствует частоте перехода (Э3 —Э1). Образно говоря, такая резонансная волна «раскачивает» электрон на метастабильном уровне и ускоряет его переход в состояние с меньшей энергией. Вероятность вынужденного перехода пропорциональна интенсивности «вынуждающего» излучения. Особенность вынужденного испускания состоит в том, что излучаемый при электронном переходе «новорожденный» фотон по своим параметрам абсолютно неотличим от вызвавших переход первичных фотонов: он имеет те же частоту и фазу, то же направление распространения.

Рис. 1.2 Стадии действия

рубинового стержня в лазере

Наглядное представление о процессе генерации когерентного направленного излучения в активной среде дает рис. 1.2. Исходное невозбужденное состояние ионов активатора показано черными точками (рис. 1.2,а). Под действием излучения накачки (сплошные стрелки на рис, 1.2,6) большая часть ионов хрома переходит в возбужденное состояние (белые кружки). Возвращение ионов активатора в невозбужденное состояние сопровождается испусканием фотонов (пунктирные стрелки на рис. 1.2,в). Плоскопараллельные зеркала резонатора выделяют только те типы электромагнитных волн, направление распространения которых совпадает с осью резонатора (рис. 1.2,г). Волны, распространяющиеся под углом к оси резонатора, быстро покидают кристалл, не получив достаточного усиления. Наоборот, фотоны, движущиеся вдоль оптической оси резонатора, отражаясь на зеркалах, могут многократно проходить через активную среду (рис. 1.2,д). Достаточно «спуститься одному (первичному) фотону вдоль оси резонатора, чтобы возникла целая лавина аналогичных (вторичных) фотонов за счет вынужденного перехода возбужденных ионов активатора в нормальное состояние. Когда усиление становится достаточно большим, а накопленная энергия значительной, стимулированное когерентное излучение выходит из кристалла через полупрозрачное зеркало резонатора в виде остронаправленного светового импульса (рис. 1.2,е).

Двойное преобразование энергии (электричество —свет —когерентное излучение) практически исключает достижение высокого коэффициента полезного действия твердотельных лазеров. Положение осложняется тем, что источники накачки имеют размытый спектр и возбуждение активных ионов происходит лишь в небольшой части этого спектра.

Искусственные кристаллы рубина обычно выращивают в печах по методу Вернейля. По этому методу тщательно размельченный порошок окиси алюминия с добавкой Сr2O3 медленно падает в пламя водородно-кислородной горелки. Отдельные частички порошка, проходя через пламя, расплавляются и затем кристаллизуются на затравочном кристалле, помещенном вне пламени. Полученную заготовку отжигают, а потом обрабатывают, придавая ей необходимые форму и размеры. Высококачественные кристаллы рубина могут быть получены и методом вытягивания из расплава.

Наряду с рубином, важнейшим материалом лазерной техники является иттрий-алюминиевый гранат, в кристаллической решетке которого часть ионов иттрия замещена нонами неодима (сокращенная запись ИАГ: Nd3+). Низкая пороговая энергия возбуждения при комнатной температуре, высокая механическая прочность и хорошая теплопроводность дают возможность применять этот материал в лазерах, работающих в непрерывном и высокочастотном режимах. Весьма важны высокие эксплуатационные характеристики ИАГ: Nd-лазеров: температурная и радиационная стойкость. Кристаллы ИАГ оптически изотропны и прозрачны в спектральном диапазоне 0,2—мкм.

Поскольку в спектре ИАГ: Nd3+ отсутствуют широкие полосы поглощения, то для увеличения эффективности оптической накачки обычно используют эффект сенсибилизации. В качестве сенсибилизатора вводят ионы Cr3+. В гранатовой матрице наблюдается достаточно высокая растворимость как редкоземельных элементов, так и элементов переходной группы. Энергия накачки, поглощенная в широких полосах сенсибилизирующего иона Cr3+, резонансным безызлучательным путем передается активным ионам Nd3+. Сенсибилизация позволяет повысить коэффициент полезного действия до 5—% (см. табл. 1.1) и довести мощность в непрерывном режиме генерации до сотен ватт. По мощности излучения и значению коэффициента полезного действия лазеры (ИАГ: Nd3+ + Cr3+) конкурируют с мощными лазерами на углекислом газе, отличаясь от последних значительно меньшими габаритами и более удобной для практического применения длиной волны излучения.

Лазеры находят применение в системах оптической локации, в телевидении, голографии; информационно-измерительной технике, в медицине. С их помощью осуществляется дальняя космическая связь. Широкое распространение получила лазерная обработка оптически непрозрачных материалов: импульсная сварка, плавление, пайка, отжиг, сверление отверстий, резание и др.

2. ПОНЯТИЕ О МАГНЕТИЗМЕ

Любое вещество, будучи помещенным в магнитное поле, приобретает некоторый магнитный момент М. Магнитный момент единицы объема вещества называют намагниченностью Jm:

JM = M/V.

При неравномерном намагничивании тела

JM = dM/dV.

Намагниченность является векторной величиной; в изотропных телах она направлена либо параллельно, либо антипараллельно напряженности магнитного поля Н. В системе СИ намагниченность выражается в единицах напряженности магнитного поля (А/м).

Намагниченность связана с напряженностью магнитного поля соотношением

JM =kMH, (1.1)

где kM —безразмерная величина, характеризующая способность данного вещества намагничиваться в магнитном поле и называемая магнитной восприимчивостью.

Магнитная восприимчивость численно равна намагниченности при единичной напряженности поля. Кроме объемной магнитной восприимчивости kM иногда используют понятия удельной и молярной магнитных восприимчивостей, которые относят соответственно к единице массы или к молю вещества.

Намагниченное тело, находящееся во внешнем поле, создает собственное магнитное поле, которое в изотропных материалах направлено параллельно или антипараллельно внешнему полю. Поэтому суммарная магнитная индукция в веществе определяется алгебраической суммой индукции внешнего и собственного полей:

В = В0 + Bj, = µ0H + µ0JM, (1.2)

где µ0 — 10-7 Гн/м —магнитная постоянная в системе СИ.

Из (1.1) и (1.2) следует

B =µ0H (1+kM) = µ0µH (1.3)

где µ —+ kM —относительная магнитная проницаемость, показывающая во сколько раз магнитная индукция В поля в данной среде больше, чем магнитная индукция В0 в вакууме.

Первопричиной магнитных свойств вещества являются внутренние скрытые формы движения электрических зарядов, представляющие собой элементарные круговые токи, обладающие магнитными моментами. Такими токами являются электронные спины и орбитальное вращение электронов в атомах. Магнитные моменты протонов и нейтронов приблизительно в тысячу раз меньше магнитного момента электрона. Поэтому магнитные свойства атома определяются целиком электронами, а магнитным моментом ядра можно пренебречь.

3. КЛАССИФИКАЦИЯ ВЕЩЕСТВ ПО МАГНИТНЫМ СВОЙСТВАМ

По реакции на внешнее магнитное поле и характеру внутреннего магнитного упорядочения все вещества в природе можно подразделить на пять групп: диамагнетики, парамагнетики, ферромагнетики, антиферромагнетики и ферромагнетики. Перечисленным видам магнетиков соответствуют пять различных типов магнитного состояния вещества: диамагнетизм, парамагнетизм, ферромагнетизм, антиферромагнетизм и ферримагнетизм.

К д и а м а г н е т и к а м относят вещества, у которых магнитная восприимчивость отрицательна и не зависит от напряженности внешнего магнитного поля.

Диамагнетизм обусловлен небольшим изменением угловой скорости орбитального вращения электронов при внесении атома в магнитное поле. Диамагнитный эффект является проявлением закона электромагнитной индукции на атомном уровне. Электронную орбиту можно рассматривать как замкнутый контур, не обладающий активным сопротивлением. Под действием внешнего поля в контуре изменяется сила тока и возникает дополнительный магнитный момент. Согласно закону Ленца, этот момент направлен навстречу внешнему полю.

Если плоскость электронной орбиты расположена не перпендикулярно вектору Н, то внешнее магнитное поле вызывает прецессионное движение орбиты вокруг направления Н (рис. 2.1). При этом вектор орбитального магнитного момента (Морб.) описывает конус. Угловая скорость прецессии определяет значение отрицательного магнитного момента М.

Диамагнитный эффект является универсальным, присущим всем веществам. Однако в большинстве случаев он маскируется более сильными магнитными эффектами. Диамагнетизм электронных оболочек выступает на первый план, когда собственный магнитный момент атомов равен нулю (т. е. спиновые магнитные моменты попарно скомпенсированы).

Рис. 2.1 Прецессия электронной орбиты под

действием магнитного поля

К диамагнетикам относятся инертные газы, водород, азот, многие жидкости (вода, нефть и ее производные), ряд металлов (медь, серебро, золото, цинк, ртуть, галлий и др.), большинство полупроводников (кремний, германий, соединения AIIIBV, AIIBVI) и органических соединений, щелочно-галоидные кристаллы, неорганические стекла и др. Диамагнетиками являются все вещества с ковалентной химической связью и вещества в сверхпроводящем состоянии.

Численное значение магнитной восприимчивости диамагнетиков составляет —(10-6 –-7). Поскольку диамагнетики намагничиваются против направления поля, для них выполняется неравенство µ<1. Однако относительная магнитная проницаемость очень незначительно отличается от единицы (за исключением сверхпроводников). Магнитная восприимчивость диамагнетиков очень слабо изменяется с температурой. Это объясняется тем, что диамагнитный эффект обусловлен внутриатомными процессами, на которые тепловое движение частиц не оказывает влияния.

Внешним проявлением диамагнетизма является выталкивание диамагнетиков из неоднородного магнитного поля.

К п а р а м а г н е т и к а м относят вещества с положительной магнитной восприимчивостью, не зависящей от напряженности внешнего магнитного поля. В парамагнетиках атомы обладают элементарным магнитным моментом даже в отсутствие внешнего поля, однако из-за теплового движения эти магнитные моменты распределены хаотично так, что намагниченность вещества в целом равна нулю. Внешнее магнитное поле вызывает преимущественную ориентацию магнитных моментов атомов в одном направлении. Тепловая энергия противодействует созданию магнитной упорядоченности. Поэтому парамагнитная восприимчивость сильно зависит от температуры. Для большинства твердых парамагнетиков температурное изменение магнитной восприимчивости подчиняется закону Кюри —Вейсса:

kM = С/(Т - ),

где С и —постоянные величины для данного вещества.

При комнатной температуре магнитная восприимчивость парамагнетиков равна 10-3 —-6. Поэтому их магнитная проницаемость незначительно отличается от единицы. Благодаря положительной намагниченности парамагнетики, помещенные в неоднородное магнитное поле, втягиваются в него. В очень сильных полях и при низких температурах в парамагнетиках может наступать состояние магнитного насыщения, при котором все элементарные магнитные моменты ориентируются параллельно Н.

К числу парамагнетиков относятся кислород, окись азота, щелочные и щелочно-земельные металлы, некоторые переходные металлы, соли железа, кобальта, никеля и редкоземельных элементов.

Парамагнитный эффект по физической природе во многом аналогичен дипольно-релаксационной поляризации диэлектриков.

К ферромагнетикам относят вещества с большой положительной магнитной восприимчивостью (до 106), которая сильно зависит от напряженности магнитного поля и температуры. Ферромагнетикам присуща внутренняя магнитная упорядоченность, выражающаяся в существовании макроскопических областей с параллельно ориентированными магнитными моментами атомов. Важнейшая особенность ферромагнетиков заключается в их способности намагничиваться до насыщения в относительно слабых магнитных полях.

Антиферромагнетиками являются вещества, в которых ниже некоторой температуры спонтанно возникает антипараллельная ориентация элементарных магнитных моментов одинаковых атомов или ионов кристаллической решетки. Для антиферромагнетиков характерна небольшая положительная магнитная восприимчивость (kм —-3 - 10-5), которая сильно зависит от температуры. При нагревании антиферромагнетик испытывает фазовый переход в парамагнитное состояние. Температура такого перехода, при которой исчезает магнитная упорядоченность, получила название точки Нееля (или антиферромагнитной точки Кюри).

Антиферромагнетизм обнаружен у хрома, марганца и ряда редкоземельных элементов (Се, Nd, Sm, Cr и др.). Типичными антиферромагнетиками являются простейшие химические соединения на основе металлов переходной группы типа окислов, галогенидов, сульфидов, карбонатов и т. п. Всего известно около тысячи соединений со свойствами антиферромагнетиков. На рис. 2.2 в качестве примера показана магнитная структура оксида марганца, кристаллизующегося в решетке NaCl. Магнитоактивные ионы марганца с противоположными направлениями магнитных моментов образуют две, вставленные друг в друга кубические подрешетки. Несмотря на магнитную упорядоченность, суммарная намагниченность кристалла при отсутствии внешнего поля равна нулю.

Рис. 2.2 Магнитная упорядоченность в структуре MnO

К ферримагнетикам относят вещества, магнитные свойства которых обусловлены некомпенсированным антиферромагнетизмом. Подобно ферромагнетикам они обладают высокой магнитной восприимчивостью, которая существенно зависит от напряженности магнитного поля и температуры. наряду с этим ферримагнетики характеризуются и рядом существенных отличий от ферромагнитных материалов.

Свойствами ферримагнетиков обладают некоторые упорядоченные металлические сплавы, но, главным образом, —различные оксидные соединения, среди которых наибольший практический интерес представляют ферриты.

Диа-, пара- и антиферромагнетики можно объединить в группу слабомагнитных веществ, тогда как ферро- и ферримагнетики представляют собой сильномагнитные материалы. Физические процессы, происходящие в этих материалах, особенности их свойств и основные технические применения рассмотрены далее.

. ПРИРОДА ФЕРРОМАГНИТНОГО СОСТОЯНИЯ

Экспериментально показано, что особые свойства ферромагнетиков обусловлены их доменным строением. Домены представляют собой макроскопические области, намагниченные практически до насыщения даже в отсутствие внешнего магнитного поля. Спонтанная намагниченность доменов обусловлена параллельной ориентацией магнитных моментов атомов. Как правило, отличным от нуля магнитным моментом обладают те атомы и ионы, которые в своих электронных оболочках имеют нескомпенсированные спины (например, атомы железа на внутренней 3<<-оболочке имеют четыре нескомпенсированных спина). Объяснение причин спонтанной намагниченности ферромагнетиков сводится к рассмотрению природы сил, вызывающих спиновую магнитную упорядоченность.

В физике известны два вида сил, играющих существенную роль в атомных явлениях —магнитные и электрические. Естественно предположить, что между спиновыми магнитными моментами проявляется обычное магнитное взаимодействие, подобному тому, какое имеет место между близко расположенными магнитными стрелками. Однако теоретические и экспериментальные оценки показывают, что магнитные силы являются слитком слабыми, чтобы противодействовать тепловому движению при температурах выше нескольких Кельвинов. Следовательно, ферромагнитное состояние возникает за счет электрических сил. Энергия электростатического взаимодействия валентных электронов может составлять несколько электрон-вольт, так что даже небольшой доли этой энергии достаточно для достижения необходимого ориентирующего эффекта. Чтобы подчеркнуть взаимосвязь между электростатическим взаимодействием в системе частиц и ее магнитными свойствами, напомним, что результатом электростатического взаимодействия электронов с ядром является антипараллельная ориентация спиновых магнитных моментов двух электронов, находящихся на одном энергетическом уровне (т. е. принцип Паули). Такая попарная ориентация спинов обеспечивает минимум электростатической энергии атома.

Согласно теории ферромагнетизма, предложенной Я- И. Френкелем и В. Гейзенбергом, решающую роль в создании спонтанной намагниченности играют силы обменного взаимодействия, которые носят чисто квантовый характер, хотя и являются электростатическими по своему происхождению. Для двух близко расположенных атомов (например, в молекуле водорода) энергия обменного взаимодействия определяется выражением:

ЭА = -А (sl s2), (1.4)

где А —так называемый обменный интеграл, имеющий размерность энергии; s, и s2 —единичные векторы, характеризующие направления спиновых моментов взаимодействующих электронов.

Рис. 2.3 Электростатическое взаимодействие

ядер и электронов в двухатомной молекуле

На рис. 2.3 схематично показано расположение электронов и ядер в двухатомной молекуле. Электрон 1 находится в кулоновском ноле ядра а и одновременно притягивается ядром b. В свою очередь, электрон 2 испытывает кулоновское притяжение со стороны ядра b и частично —ядра а. Из-за перекрытия электронных оболочек электроны 1 и 2 могут поменяться местами. При этом вследствие неразличимости (тождественности) электронов энергетическое состояние молекулы не изменится. В результате происходит обобществление электронов, т. е. каждый из них будет одинаково притягиваться атомами а и b. Благодаря обмену электронами и электростатическому взаимодействию электронов с ядрами, между атомами возникают силы притяжения (ковалентная связь). Электростатическая энергия молекулы минимальна при определенной ориентации спинов электронов. Как следует из формулы (1.4), при положительном знаке обменного интеграла минимуму электростатической энергии отвечает параллельная ориентация спинов, при которой s1s2 = 1. Если же обменный интеграл отрицателен, то энергетически выгодно антипараллельное расположение спинов, когда s,s2 = -1. Таким образом, обменный интеграл характеризует влияние магнитной упорядоченности на энергию системы. Его численное значение и знак определяются степенью перекрытия электронных оболочек, т. е. зависят от расстояния между атомами.

Для системы, содержащей N атомов, каждый из которых имеет в решетке z ближайших соседей, энергия обменного взаимодействия может быть выражена формулой

ЭА = NzAy2 (1.5)

где А —обменный интеграл для соседних атомов; у —вероятность того, что данный атом имеет спин, параллельный выбранному направлению (относительная намагниченность).

Вероятность появления параллельных спинов у двух соседних атомов равна у2. Формула (1.5) показывает, что если обменный интеграл положителен, то минимуму энергии системы соответствует у = ± 1, т. е. намагниченное до насыщения состояние вещества. В этом случае полная энергия уменьшается на значение энергии обменного взаимодействия. Если же А <0, то энергетически выгодным является размагниченное состояние вещества (y = 0), т. е. с антипараллельной ориентацией соседних спинов.

Рис. 2.4. Зависимость обменного интеграла от отношения межатомного

расстояния а к диаметру d незаполненной электронной оболочки

На рис. 2.4 приведена зависимость обменного интеграла (т. е. энергии обменного взаимодействия) от степени перекрытия электронных оболочек соседних атомов, характеризуемой отношением aid, где а —расстояние между атомами, ad —диаметр оболочки, содержащей нескомпенсированные спины. Энергия обменного взаимодействия оказывается слишком незначительной, если расстояние между атомами в 3—раза превышает диаметр электронной оболочки. В этом случае обменные силы не могут противодействовать тепловому движению и вызывать упорядоченное расположение спинов. Соответственно, такие вещества должны проявлять свойства парамагнетиков. При уменьшении расстояния между атомами обменный интеграл возрастает, что указывает на усиление обменного взаимодействия, благодаря которому становится возможной параллельная ориентация спинов, характерная для ферромагнетика. При дальнейшем сближении атомов обменный интеграл изменяет знак. Это говорит о том, что в случае близкодействия энергетически выгодным является антипараллельное расположение спиновых моментов соседних атомов, т. е. такие вещества должны быть антиферромагнетиками.

На основании изложенного критерий перехода от антиферромагнитного состояния вещества к ферромагнитному состоянию можно представить в виде

А/d> 1,5. (1.6)

Из элементарных веществ, атомы которых содержат нескомпенсированные спины, критерию (1.6) удовлетворяют железо, кобальт, никель, а также шесть редкоземельных элементов: гадолиний, диспрозий, гольмий, эрбий, тербий и тулий. Редкоземельные элементы проявляют ферромагнитные свойства при пониженных температурах.

Наряду с этим, ферромагнетиками являются многие сплавы на основе магнитных элементов, а также сплавы магнитных элементов с немагнитными. Более того, ферромагнитные свойства обнаружены у некоторых сплавов, состоящих целиком из немагнитных элементов —так называемые сплавы Гейслера (например, Си2МлА1). Наличие ферромагнитных свойств у таких сплавов легко объяснить с помощью рис. 2.4. Антиферромагнитному состоянию марганца соответствует точка на кривой обменного интеграла, которая лежит очень близко от точки инверсии (a/d = 1,5). Небольшое увеличение расстояния между ионами марганца за счет внедрения в решетку немагнитных компонентов приводит к появлению ферромагнетизма. По этой причине ферромагнетиками являются не только сплавы Гейслера, но и такие соединения, как MnBi, MnSb и др.

Рис. 2.5. Различные структуры ферромагнетиков

Геометрия доменной структуры ферромагнетика, т. е. характер разбиения его на домены, также определяется из условия минимума свободной энергии системы. Однодоменное состояние энергетически невыгодно, так как в этом случае на концах ферромагнетика возникают магнитные полюса, создающие внешнее магнитное поле, которое обладает определенной потенциальной энергией (рис. 2.5,а). Однодоменную структуру можно рассматривать как совокупность нескольких магнитов, соприкасающихся одноименными полюсами. Если кристалл состоит из двух доменов с противоположной ориентацией магнитных моментов, то он обладает существенно меньшей магнитостатической энергией (рис. 2.5,б). Еще более выгодной является структура с боковыми, замыкающими доменами, показанная на рис. 2.5,в,г. В этом случае магнитный поток замыкается внутри образца, а за его пределами магнитное пате практически равно нулю.

Деление на домены ограничивается увеличением энергии доменных границ. Для образования доменной границы необходимо совершить работу против обменных сил, которые стремятся вызвать параллельную ориентацию спиновых моментов, и сил магнитной кристаллографической анизотропии (см. § 9.4). Наиболее устойчивым является такое состояние ферромагнетика, в котором уменьшение магнитостатической энергии вследствие разбиения на домены компенсируется увеличением энергии доменных границ. Кристаллы малых размеров могут состоять из одного домена (образование границы энергетически невыгодно). Иллюстрацией этому служит намагничивание опилок при обработке ферромагнитных материалов.

Линейные размеры доменов составляют 10-2 -10-5 см. Переходный слой, разделяющий два домена, намагниченные в противоположных направлениях, называют «стенкой Блоха». В пределах такого слоя происходит постепенное изменение ориентации спинов; плавность перехода от одного направления магнитного момента к противоположному обеспечивает меньшую удельную энергию доменных границ. Толщина «стенок Блоха» может достигать нескольких сот межатомных расстояний (например, в железе она составляет около 100 нм).

. ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ФЕРРОМАГНЕТИКОВ

При нагревании ферромагнетика ослабляется роль обменного взаимодействия, что приводит к постепенной тепловой дезориентации спиновых магнитных моментов к уменьшению спонтанной намагниченности. Выше некоторой температуры происходит распад доменной структуры, т.е. спонтанная намагниченность исчезает и ферромагнетик переходит в парамагнитное состояние. Температуру такого фазового перехода называют магнитной точкой Кюри. Вблизи точки Кюри наблюдается ряд особенностей и в изменении немагнитных свойств ферромагнетиков [удельного сопротивления, удельной теплоемкости, температурного коэффициента линейного расширения и др.].

Рис. 2.11. Зависимость магнитострикционной деформации

поликристаллов железа, кобальта и никеля от напряженности

внешнего поля

На рис. 2.12 показана типичная зависимость намагниченности насыщения от температуры. Экспериментально такая кривая снимается в сильном магнитном поле, когда происходит монодоменизация образца. При низких температурах намагниченность насыщения Jus изменяется в соответствии с формулой:

JMS / JM0 = (1- 0 T3/2), (1.8)

где JM0 —намагниченность насыщения при температуре абсолютного нуля; 0 —постоянная, зависящая от природы материала.

Намагниченность насыщения резко падает по мере приближения к точке Кюри, где выполняется соотношение:

, (1.9)

где 1,—константа для данного материала.

Рис. 2.12. Зависимость намагниченности насыщения и

парамагнитной восприимчивости ферромагнетиков от температуры

Принято определять точку Кюри пересечением линейного продолжения наиболее крутого участка спада кривой намагниченности с осью температур (рис. 2.12). Чтобы исключить «тепловой хвост», для экстраполяции экспериментальных данных используют формулу (1.9). Определяемую таким образом температуру Тк называют ферромагнитной точкой Кюри.

При температуре Кюри магнитная проницаемость ферромагнетика становится примерно равной единице. Выше точки Кюри изменение магнитной восприимчивости подчиняется закону Кюри —Вейсса:

kм = С/(T - Tк),

где С —постоянная Кюри —Вейсса.

Экстраполируя прямолинейную зависимость 1/kM, от Т до пересечения с осью абсцисс, получим точку, в которой парамагнитная восприимчивость обращается в бесконечность (рис. 1.12). Найденную таким способом температуру называют парамагнитной точкой Кюри. Обычно температуры и TK несколько не совпадают. Это несовпадение объясняют существованием в ферромагнетике даже при температуре выше Гк некоторого ближнего порядка в расположении спинов.

Рис. 2.13. Температурная зависимость магнитной проницаемости ферромагнетика при различных напряженностях внешнего поля: H4> H3>H2> H1 (Напряженность H1 соответствует µn, H4 –области технического насыщения)

Практический интерес представляет температурная зависимость магнитной проницаемости ферромагнетика. Характер этой зависимости оказывается неодинаковым для магнитной проницаемости, измеренной в слабых и сильных полях (рис. 2.13). Для начальной магнитной проницаемости µn„ наблюдается отчетливый максимум при температуре несколько ниже точки Кюри. В то же время температурная зависимость магнитной проницаемости, соответствующей сильным магнитным полям (области насыщения), качественно повторяет температурное изменение намагниченности насыщения (ср. о рис. 2.12).

Возрастание µn, при повышении температуры обусловлено, главным образом, уменьшением констант магнитострикции и магнитной кристаллографической анизотропии, т. е. при нагревании ферромагнетика ослабляются силы, препятствующие смещению доменных границ и повороту магнитных моментов доменов. Высокотемпературный спад магнитной проницаемости связан с резким уменьшением спонтанной намагниченности доменов. У железа Tк = 769°С, но при 700°С намагниченность насыщения Jms составляет еще около 50% от истинной намагниченности JM0, тогда как константа магнитной анизотропии уже практически равна нулю.

По температуре Кюри можно произвести оценку энергии обменного взаимодействия:

ЭA = kТк / 2.

Для Тк = 1000 К, получим ЭA = 4,3 10-2 эВ. По сравнению c этим значением энергия кристаллографической анизотропии и магнитострикционных деформаций на 2—порядков меньше. Из всех ферромагнетиков наиболее высокой точкой Кюри (Tк = 1113 °С) обладает кобальт. Для чистого никеля она соответствует температуре 358°С.

. ПОВЕДЕНИЕ ФЕРРОМАГНЕТИКОВ В ПЕРЕМЕННЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЯХ

6.1 Магнитные потери. Перемагничивание ферромагнетиков в переменных полях сопровождается потерями энергии, вызывающими нагрев материала. В общем случае потери на перемагничивание складываются из потерь на гистерезис, на вихревые токи и магнитное последействие. Вкладом последнего механизма в разогрев ферромагнетика обычно можно пренебречь.

Потери на гистерезис (в Дж/м') за один цикл перемагничивания (т. е. за один период изменения поля), отнесенные к единице объема вещества, определяются площадью статической петли гистерезиса, т.е. петли, полученной при медленном изменении магнитного потока:

Для вычисления этих потерь можно использовать эмпирическую формулу вида

, (1.10)

где —коэффициент, зависящий от свойств материала; Вm —максимальная индукция, достигаемая в данном цикле; п —показатель степени, принимающий значения от 1,6 до 2 в зависимости от Вт.

Потери на гистерезис обусловлены необратимыми процессами перемагничивания. Вихревые токи возникают в проводящей среде за счет э. д. с. самоиндукции, пропорциональной скорости изменения магнитного потока. Отсюда вытекает отличие статических петель гистерезиса от динамических: если статические характеризуют лишь потери на гистерезис, то динамические включают суммарные потери на гистерезис и вихревые токи, т. е. при намагничивании переменным полем петля гистерезиса расширяется. При этом потери на гистерезис ЭГ за один период изменения внешнего поля остаются постоянными в достаточно широком диапазоне частот, а потери на вихревые токи Эт возрастают пропорционально частоте. Отмеченные закономерности позволяют легко оценить вклад каждого механизма в общую сумму потерь на перемагничивание ЭП за один период (рис. 2.14).

Рис. 2.14. Зависимость потерь на перемагничивание

ферромагнетика за один период изменения поля от частоты

Для практических целей более важной характеристикой является активная мощность, выделяющаяся в ферромагнетике при его перемагничивании, т. е. энергия, расходуемая в единицу времени. .Мощность, обусловленная потерями на вихревые токи, определяется эмпирической формулой следующего вида

, (1.11)

где V —объем образца; —коэффициент, пропорциональный удельной проводимости вещества и зависящий от геометрической формы и размеров поперечного сечения намагничиваемого образца.

С учетом (1.10) для мощности, обусловленной потерями на гистерезис, можно записать:

. (1.12)

Поскольку величина Рт зависит от второй степени частоты, а величина Pp от первой степени, при высоких частотах учитывают в первую очередь величину РT, т. е. потери на вихревые токи.

Вихревые токи всегда возникают в плоскости, расположенной перпендикулярно магнитному полю (рис. 2.15,а). Под действием переменного магнитного потока в любом цилиндрическом контуре, ориентированном вдоль оси сердечника, возникает э. д. с. самоиндукции, пропорциональная частоте изменения поля:

U ~ E ~ fBm.

По закону Джоуля —Ленца, активная мощность, выделяющаяся в контуре, определяется выражением

что соответствует эмпирической формуле (1.11).

Рис. 2.15. Схема распределения вихревых токов в

поперечном сечении ферромагнитного сердечника:

а –сплошной сердечник; б –сборный сердечник

Для уменьшения потерь на вихревые токи необходимо использовать магнитный материал с повышенным удельным сопротивлением, либо собирать сердечник из тонких листов, изолированных друг от друга. В случае сборного сердечника плоскости листов должны быть направлены вдоль линий магнитной индукции, как показано на рис. 9.15,6. Мощность, расходуемая на вихревые токи в единице массы и выражаемая в Вт/кг, связана с толщиной листа h соотношением:

где d —плотность материала.

Потери на магнитное последействие обусловлены отставанием магнитной индукции от изменения напряженности магнитного поля. Исследования показывают, что спад намагниченности ферромагнетиков после отключения внешнего поля происходит не мгновенно, а в течение некоторого промежутка времени —от долей миллисекунды, до нескольких минут. Время установления стабильного магнитного состояния существенно возрастает с понижением температуры. Одной из основных причин магнитного последействия является тепловая энергия, которая помогает слабо закрепленным доменным границам преодолевать энергетические препятствия (барьеры), мешающие их свободному смещению при изменении поля. Рассмотренное явление называют магнитной вязкостью. Физическая природа потерь на магнитное последействие во многом аналогична релаксационной поляризации диэлектриков.

.2 Комплексная магнитная проницаемость и угол потерь. В слабых полях и на высоких частотах динамическая петля гистерезиса вследствие отставания индукции от напряженности поля имеет форму эллипса. Обозначив угол отставания через µ, разложим магнитную индукцию на две составляющие: Bm1 = Вт cos µ и Вm2 = Вт sin µ. Первая составляющая совпадает по фазе с напряженностью поля, а вторая —отстает от нее на угол /2. Можно показать, что потери на перемагничивание обусловлены лишь составляющей Вm2. Физическую величину, определяемую отношением

называют упругой магнитной проницаемостью. В противоположность ей величину, равную

µ" = Bm2/(µHm),

называют вязкой магнитной проницаемостью.

Наиболее полно поведение ферромагнетиков в переменных полях описывает комплексная магнитная проницаемость:

Угол µ принято называть углом магнитных потерь. Из изложенного следует, что

tg µ = µ" / (1.13)

Рис. 2.16. Эквивалентная схема и векторная диаграмма

индуктивной катушки с магнитным сердечником

Тангенс угла магнитных потерь можно выразить через параметры эквивалентной схемы. Для этого индуктивную катушку с сердечником из магнитного материала представим в виде последовательной цепочки из индуктивности L и активного сопротивления r1, эквивалентного всем видам потерь на перемагничивание (рис. 2.16). Собственной емкостью и сопротивлением обмотки индуктивной катушки пренебрегаем. Из векторной диаграммы следует, что

tg µ = rt/(L).

С учетом этого активную мощность рассчитаем по формуле

Pa = I2L tg µ.

Величину, обратную tg µ. называют добротностью сердечника.

.3 Поверхностный эффект. В соответствии с законом Ленца вихревые токи, индуцируемые в ферромагнетике, стремятся воспрепятствовать тем изменениям, которые их вызывают. Поэтому собственное магнитное поле вихревых токов всегда стремится ослабить изменение основного магнитного потока, т. е. вихревые токи оказывают размагничивающее действие на сердечник, что проявляется в уменьшении индукции и эффективной магнитной проницаемости.

Из картины распределения вихревых токов в поперечном сечении сердечника (рис. 2.15,а) вытекает, что размагничивающее действие вихревых токов неодинаково в различных частях сечения и наиболее резко выражено в центральных его частях, так как они охватываются наибольшим числом контуров вихревых токов. В центре сечения магнитодвижущая сила, обусловленная вихревыми токами, равна сумме магнитодвижущих сил, создаваемых всеми контурами вихревых токов, а на поверхности сердечника она равна нулю. Поэтому переменный магнитный поток неравномерно распределяется по сечению магнитопровода; магнитная индукция имеет наименьшее значение в центральных частях сечения, т. е. вихревые токи экранируют центральный объем сердечника от проникновения в него магнитного тока. Вытеснение магнитного поля на поверхность проявляется тем сильнее, чем больше частота его изменения, а также магнитная проницаемость и удельная проводимость намагничиваемой среды. В случае сильно выраженного поверхностного эффекта изменение магнитной индукции по сечению сердечника вдоль нормали г к его поверхности характеризуется уравнением

Bm Bm0 exp (-z/),

где Вт0 —магнитная индукция на поверхности сердечника; Д —глубина проникновения электромагнитного поля в вещество (например, для малоуглеродистой стали, имеющей µ 1000 и 107 См/м глубина проникновения поля на частоте 50 Гц составляет 0,7 мм, а на частоте 106 Гц —лишь 0,005 мм).

Поскольку индукция неравномерно распределяется по сечению магнитопровода, для характеристики его свойств в переменных магнитных полях удобно ввести усредненную характеристику —эффективную магнитную проницаемость µэф. Ее рассчитывают на основе представления об однородной намагниченности но всему сечению образца:

µэф = Ф/(µ0SH)

где Ф —полный магнитный поток; S —площадь поперечного сечения магнитопровода; Н —- напряженность внешнего магнитного поля.

С ростом частоты пропорционально возрастает э.д.с. самоиндукции. Соответственно усиливается размагничивающее влияние вихревых токов, что приводит к уменьшению эффективной магнитной проницаемости ферромагнетика (рис. 2.17).

Рис. 2.17 Зависимость эффективной магнитной

проницаемости пермаллоя от частоты в слабом поле (H=0,8 A/м)

Затухание электромагнитной волны при ее распространении в проводящей среде полезно используется при создании электромагнитных экранов, которые служат для защиты электронных схем и электроизмерительных приборов от внешних наводок, а также для защиты радиоэфира от помех, создаваемых генераторными устройствами.

Для эффективной защиты толщина стенок экрана должна превышать, по крайней мере, глубину проникновения Д электромагнитного поля в вещество. На радиочастотах практически непроницаемыми являются экраны из хорошо проводящих металлов —меди, латуни и алюминия. Однако на низких частотах такие экраны неэффективны, поскольку необходимы очень толстые стенки (например, у меди на частоте 50 Гц 1 см). В этих случаях лучше использовать экраны из ферромагнитных материалов, особенно из пермаллоя, обладающего весьма высокой магнитной проницаемостью.

. МАГНИТОМЯГКИЕ МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ И НИЗКОЧАСТОТНЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ

7.1 Основные требования к материалам. Помимо высокой магнитной проницаемости и малой коэрцитивной силы магнитомягкие материалы должны обладать большой индукцией насыщения, т. е. пропускать максимальный магнитный поток через заданную площадь поперечного' сечения магнитопровода. Выполнение этого требования позволяет уменьшить габаритные размеры и массу магнитной системы.

Магнитный материал, используемый в переменных полях, должен иметь возможно меньшие потери на перемагничиванне, которые складываются в основном из потерь на гистерезис и вихревые токи.

Для уменьшения потерь на вихревые токи в трансформаторах выбирают магнитомягкие материалы с повышенным удельным сопротивлением. Обычно магнитопроводы собирают из отдельных изолированных друг от друга тонких листов. Широкое применение получили ленточные сердечники, навиваемые из тонкой ленты с межвитковой изоляцией из диэлектрического лака. К листовым и ленточным материалам предъявляется требование высокой пластичности, благодаря которой облегчается процесс изготовления изделий из них

Важным требованием к магнитомягким материалам является обеспечение стабильности их свойств как во времени, так и по отношению к внешним воздействиям, таким, как температура и механические напряжения. Из всех магнитных характеристик наибольшим изменениям в процессе эксплуатации материала подвержены магнитная проницаемость (особенно в слабых полях) и коэрцитивная сила.

7.2 Железо и низкоуглеродистые стали. Основным компонентом большинства магнитных материалов является железо. Само по себе железо в элементарном виде представляет собой типичный магнитомягкий материал, магнитные свойства которою существенно зависят от содержания примесей. Среди элементарных ферромагнетиков железо обладает наибольшей индукцией насыщения (около 2,2 Тл).

Особо чистое железо (электролитическое, карбонильное), содержащее малое количество примесей (менее 0,05%), получают двумя сложными способами.

Э л е к т р о л и т и ч е с к о е ж е л е з о изготавливают путем электролиза раствора сернокислого или хлористого железа, причем анодом служит чистое железо, а катодом —пластина мягкой стали. Осажденное на катоде железо (толщина слоя 4—мм) после тщательной промывки снимают и измельчают в порошок в шаровых мельницах; подвергают вакуумному отжигу или переплавляют в вакууме.

К а р б о н и л ь н о е ж е л е з о получают посредством термического разложения пентакарбонила железа согласно уравнению

Fe(CO)6 = Fe + 5CO

Пентакарбонил железа представляет собой продукт воздействия окиси углерода на железо при температуре около 2000С и давлении примерно 15 МПа. Карбонильное железо имеет вид тонкого порошка, что делает его удобным для изготовления прессованных магнитных сердечников. В карбонильном железе отсутствуют кремний, фосфор и сера, но содержится углерод.

Примеси относительно слабо влияют на магнитные свойства железа, если их концентрация ниже предела растворимости. Низким пределом растворимости в железе обладают углерод, кислород, азот и сера. Соответственно, эти примеси оказываются и наиболее вредными. При охлаждении металла после термообработки такие примеси из-за ограниченной растворимости выделяются в виде микровключений побочных фаз, которые затрудняют смещение доменных границ в слабом магнитном поле.

Свойства железа зависят не только от содержания примесей, но и от структуры материала, размера зерен, наличия механических напряжений. Магнитные свойства даже лучших промышленных разновидностей железа далеки от того, чего можно добиться, используя современные технологические методы получения чистых и однородных по структуре металлов.

Таблица 2.1. Некоторые свойства магнитомягких ферромагнитных материалов

Материал	Магнитная проницаемость	Коэрцитивная сила, А/м	Индукция насыщения, Тл	Удельное сопротивление мкОм м
начальная	аксимальная
Технически чистое железо	-400	3500-4500	50-100	,18	,1
Электролитическое железо		15000	30	,18	,1
Карбонильное железо	-3000	20000-21500	6,4	,18	,1
Монокристалл чистейшего железа	>20000		0,8	-	,097
Электротехническая сталь	200-600	-8000	10-65	,95-2,02	,25-0,6
Низконикелевый пермаллой	1500-4000	-60000	5-32	,0-1,6	,45-0,9
Высоконикелевые пермаллои	7000-100000	-300000	0,65-5	,65-1,05	0,16-0,85
Супермаллой % Ni, 5% Mo, 15% Fe, 0,5% Mn	100000	До 1500000	,3	,8	,6

Т е х н и ч е с к и ч и с т о е ж е л е з о обычно содержит небольшое количество примесей углерода, серы, марганца, кремния и других элементов, ухудшающих его магнитные свойства. Вследствие сравнительно низкого удельного сопротивления технически чистое железо используют довольно редко, в основном для изготовления магнитопроводов постоянного магнитного потока.

Обычное технически чистое железо изготавливают рафинированием чугуна в мартеновских печах или в конверторах; оно имеет суммарное содержание примесей 0,08—,1%.

7.3 Кремнистая электротехническая сталь (по ГОСТу электротехническая тонколистовая) является основным магнитомягким материалом массового потребления. Введением в состав этой стали кремния достигается повышение удельного сопротивления, что вызывает снижение потерь на вихревые токи. Кроме того, наличие в стали кремния способствует выделению углерода в виде графита, а также почти полному раскислению стали за счет химического связывания кислорода в Si02. Последний в виде шлака выделяется из расплава. В результате легирование кремнием приводит к увеличению µn и µmax, уменьшению Нс и снижению потерь на гистерезис. Положительное влияние кремния на магнитную проницаемость стали обусловлено также уменьшением констант магнитной анизотропии и магнитострикции. У стали с содержанием кремния 6,8% константа магнитной анизотропии К1, в три раза меньше, чем у чистого железа, а значение магнитострикции практически равно нулю. При таком содержании кремния сталь обладает наибольшей магнитной проницаемостью. Однако промышленные марки электротехнической стали содержат не более 5% Si. Это объясняется тем, что кремний ухудшает механические свойства стали, придает ей хрупкость и ломкость. Такая сталь непригодна для штамповки. Кроме того, при введении кремния несколько уменьшается индукция насыщения Si), так как кремний является немагнитным компонентом. Одновременно наблюдается понижение точки Кюри; например, у стали, содержащей 4% Si, TK = 740°С против 769°С для чистого железа. Вместе с тем легирование кремнием повышает стабильность магнитных свойств стали во времени.

Кремнистая сталь обладает магнитной анизотропией, подобной анизотропии чистого железа, т. е. направление легкого намагничивания совпадает с кристаллографическим направлением [100], а наиболее трудное намагничивание совпадает с пространственной диагональю [111] кубической элементарной ячейки. Свойства стали значительно улучшаются за счет образования магнитной текстуры при холодной прокатке и последующего отжига в водороде.

При холодной прокатке происходит сильное обжатие материала; возникающие деформации вызывают преимущественную ориентацию кристаллических зерен. Отжиг при температуре 900—°С не только снимает внутренние механические напряжения, но и сопровождается интенсивной рекристаллизацией (укрупнением зерен), в результате которой кристаллические зерна осями легкого намагничивания ориентируются вдоль направления проката, как показано на рис. 10.2. Получается так называемая ребровая текстура. При этом кристаллографические плоскости типа [110]

большинства кристаллических зерен располагаются параллельно плоскости прокатки.

Рис. 3.2 Схема ориентации зерен в холоднокатаной

кремнистой стали

Текстурованная сталь анизотропна но свойствам: вдоль направления прокатки наблюдается существенно более высокая магнитная проницаемость и меньшие потери на гистерезис. Объясняется это тем, что намагничивание вдоль направления прокатки осуществляется в основном за счет смещения доменных границ. Вращение магнитных моментов, затрудняющее намагничивание, выражено очень слабо. На рис. 3.3 показаны кривые намагничивания текстурованной стали под различными углами относительно направления прокатки. Наихудшие свойства наблюдаются при намагничивании под углом 55° к направлению прокатки. Из рис. 10.2 видно, что в случае ребровой текстуры угол 55° соответствует направлению наиболее трудного намагничивания.

Эффективное использование текстурованных сталей возможно лишь при такой конструкции магнитопровода, при которой магнитный поток целиком проходит вдоль направления легкого намагничивания. Легче всего это условие выполняется при использовании ленточных сердечников.

Сталь выпускается в виде рулонов, листов и резаной ленты. Она может быть без электроизоляционного покрытия или иметь его. Толщина листов стали 0,05—мм. Сталь различных классов предназначается для изготовления магнитных цепей аппаратов, трансформаторов, приборов, электрических машин. Применение ленточных сердечников из текстурованной стали в силовых трансформаторах позволяет уменьшить их массу и габаритные размеры на 20—%, а в радиотрансформаторах—на 40%.

Листы тонкого проката предназначены в основном для использования в полях повышенной частоты (до 1 кГц). С уменьшением толщины листов уменьшаются потерн на вихревые токи. Однако в очень тонких листах наблюдается резкое возрастание коэрцитивной силы (рис. 3.4); соответственно увеличиваются и потери на гистерезис.

Рис. 3.3. Кривые намагничивания холоднокатаной кремнистой

стали (3% Si) к направлению прокатки

Рис. 3.4. Зависимость коэрцитивной силы от толщины

листов для электротехнической стали

Значения магнитных параметров и удельного сопротивления для электротехнической стали различных марок в обобщенном виде представлены в табл. 2.1. Использование листовых и ленточных сердечников из электротехнической стали на частотах выше I кГц возможно лишь при существенном ограничении магнитной индукции, так, чтобы суммарные потери не превышали допустимого предела. По условиям нагрева и теплоотвода предельно допустимыми принято считать удельные потери 20 Вт/кг.

7.4 Низкокоэрцитивные сплавы. Пермаллои —железоникелевые сплавы, обладающие весьма большой магнитной проницаемостью в области слабых полей и очень маленькой коэрцитивной силой. Пермаллои подразделяют на высоко- и низконикелевые. Высоконикелевые пермаллои содержат 72—% никеля, а низконикелевые ——% никеля.

Изменение основных магнитных свойств и удельного сопротивления нелегированных пермаллоев в зависимости от состава сплава показано на рис. 3.5. Наибольшая начальная и максимальная магнитная проницаемость получается у сплава, содержащего 78,5% №. Очень легкое намагничивание этого сплава в слабых полях объясняют практическим отсутствием у него магнитной анизотропии и явления магнитострикции. Вследствие слабой анизотропии облегчается поворот магнитных моментов из направления легкого намагничивания в направление поля, а благодаря отсутствию магнитострикции при намагничивании не возникает механических напряжений, затрудняющих смещение доменных границ под действием слабого поля.

Магнитные свойства пермаллоев очень чувствительны к внешним механическим напряжениям, зависят от химического состава и наличия инородных примесей в сплаве, а также очень резко изменяются в зависимости от режимов термообработки материала (температуры, скорости нагрева и охлаждения, окружающей среды и т. д.). Термическая обработка высоконикелевых пермаллоев сложнее, чем низконикелевых.

Из рис. 3.5 можно заключить, что индукция насыщения высоконикелевых пермаллоев почти в два раза ниже, чем у электротехнической стали, и в полтора раза ниже, чем у низконикелевых пермаллоев. Магнитные проницаемости высоконикелевых пермаллоев в несколько раз выше, чем у низконикелевых, и намного превосходит проницаемости электротехнических сталей. Удельное сопротивление высоконикелевых пермаллоев почти в три раза меньше, чем у пизконикелевых, поэтому при повышенных частотах предпочтительнее использовать низконикелевые пермаллои. Кроме того, магнитная проницаемость пермаллоев сильно снижается с увеличением частоты, причем тем резче, чем больше ее первоначальное значение. Это объясняется возникновением в материале заметных вихревых токов из-за небольшого удельного сопротивления. Стоимость пермаллоев определяется содержанием в их составе никеля.

Рис. 3.5. Зависимости магнит-

ных свойств и удельного сопро-

тивления сплавов железо –

никель от содержания никеля

Для придания сплавам необходимых свойств в состав пермаллоев вводят ряд добавок.

Молибден и хром повышают удельное сопротивление и начальную магнитную проницаемость пермаллоев и уменьшают чувствительность к механическим деформациям. Однако одновременно с этим снижается индукция насыщения. Медь увеличивает постоянство и в узких интервалах напряженности магнитного поля, повышает температурную стабильность и удельное сопротивление, а также делает сплавы легко поддающимися механической обработке. Кремний и марганец в основном только увеличивают удельное сопротивление пермаллоев.

Диапазон изменения магнитных свойств и удельного сопротивления промышленных марок пермаллоев указан в табл. 10.1. Вследствие различия свойств низконикелевые и высоконикелевые пермаллои имеют несколько различные применения.

Низкой и целевые сплавы 45Н и 50Н применяют для изготовления сердечников малогабаритных силовых трансформаторов, дросселей, реле и деталей магнитных цепей, работающих при повышенных индукциях без подмагничивания или с небольшим подмагничиванием.

Из сплава 50НХС выполняют сердечники импульсных трансформаторов и аппаратуры связи звуковых и высоких частот в режиме без подмагничивания или с небольшим подмагничиванием. Высоконикелевые сплавы 79НМ, 80НХС, 76НХД используют для изготовления сердечников малогабаритных трансформаторов, реле и магнитных экранов, при толщине 0,02 мм —сердечников импульсных трансформаторов, магнитных усилителей и бесконтактных реле.

В марках пермаллоев буква Н означает никель, К —кобальт, М —марганец. X —хром, С —кремний (силициум), Д —медь; дополнительная буква У —сплав с улучшенными свойствами, П —с прямоугольной петлей гистерезиса. Цифра в марке указывает процентное содержание никеля.

Кроме наиболее освоенных в промышленном производстве марок пермаллоев представляет интерес сплав, получивший название супермаллой с очень высокими магнитными свойствами в слабых полях. Сведения о его составе и свойствах для сравнения приведены также в табл. 2.1.

Сильная зависимость магнитных свойств пермаллоя от механических напряжений вынуждает принимать специальные меры защиты сердечников, поскольку механические нагрузки неизбежно возникают даже при наложении токовых обмоток. Обычно кольцеобразные ленточные сердечники из пермаллоя помещают в немагнитные защитные каркасы из пластмассы или алюминия. В целях амортизации динамических нагрузок свободное пространство между каркасом и сердечником заполняют каким-либо эластичным веществом.

А л ь с и ф е р ы —тройные сплавы железа с кремнием и алюминием. Оптимальный состав альсифера: 9,5% Si, 5,6% А1, остальное —Fe. Такой сплав отличается твердостью и хрупкостью, но может быть изготовлен в виде фасонных отливок.

Свойства альсифера: µн = 35400; µmax = 117000; Нc = 1,8 А/м; = 0,8 мкОм-м, т. е. не уступают свойствам высоконикелевых пермаллоев.

Изделия из альсифера —магнитные экраны, корпусы приборов в т. п. —изготавливают методом литья с толщиной стенок не менее 2—мм ввиду хрупкости сплава. Эта особенность ограничивает применение данного материала.

Благодаря хрупкости альсифера его можно размалывать в порошок и использовать наряду с карбонильным железом для изготовления высокочастотных прессованных сердечников.

Список использованных источников

Пасынков В.В, Сорокин В.С., учебник Материалы электронной техники, Санкт-Петербург, Москва, Краснодар, 2003

МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ ЛАЗЕРОВ

Лекция 20