Твердые растворы соединений АIVВVI представляют наи-больший интерес для создания приборов длинноволнового оп-тического диапазона. Твердые растворы на основе халькогени-дов свинца используются для изготовления фотоприемников с высокой спектральной чувствительностью в диапазоне «атмо-сферного окна» 8-14 мкм, которое соответствует максимуму излучения абсолютно черного тела при 300 К. Перспективно использование твердых растворов Pb1-xSnxТe для инжекцион-ных лазеров с излучением в спектральном диапазоне до 30 мкм. Это значение соответствует максимальной длине волны излучения для полупроводниковых лазеров.


2.10. Перспективные полупроводниковые материалы

Аморфные полупроводники можно разделить на три группы.
1. Аморфные твердые тела с тетраэдрическими связями, такие, как кремний, германий, соединения AIIIBV. Эти полу-проводники в аморфном состоянии нельзя получить путем ох-лаждения расплава. Их получают в виде тонких пленок раз-личными методами осаждения (термическое испарение в ва-кууме, катодное напыление и т.д.). Свойства этих материалов в основном подобны свойствам кристаллических аналогов.
2. Халькогенидные стекла- некристаллические вещества, содержащие атомы халькогенидов серы, селена, теллура, полу-чаемые в результате охлаждения расплава. Они в основном нечувствительны к примесям, обладают симметричными вольтамперными характеристиками, претерпевают различные структурные изменения.
3. Стекла, основным компонентом которых являются элементы V группы периодической таблицы. По своим свойст-вам эта группа аморфных полупроводников занимает проме-жуточное положение между халькогенидными стеклами и аморфными полупроводниками с тетраэдрическими связями.
Аморфные полупроводники образуют класс материалов с большим разнообразием физических свойств. Относительно слабая чувствительность к посторонним примесям позволяет использовать для их изготовления более простые и дешевые методы по сравнению с выращиванием монокристаллов. Это дает основание утверждать, что применение аморфных полу-проводников будет еще более широким. В настоящее время наиболее перспективными областями использования аморф-ных полупроводников являются следующие.
Производство солнечных батарей – устройств для прямо-го преобразования солнечного излучения в электроэнергию. Основным материалом, используемым для производства сол-нечных батарей, является кремний. Однако высокая стоимость изготовления совершенных высокочистых кристаллов кремния является серьезным препятствием к тому, чтобы солнечные ба-тареи на основе кристаллического кремния нашли широкое распространение. Значительные перспективы в этом отноше-нии открывает применение аморфного кремния. Кроме более дешевой технологии существует еще ряд преимуществ, свя-занных с заменой кристаллического кремния на аморфный. К ним относятся, например, возможность получения аморфного кремния в виде тонких слоев большой площади, повышенная радиационная стойкость, возможность изготовления батарей на гибких подложках и т.д.
Электрофотография (ксерография) – процесс, в котором используются фотопроводящие свойства селенового стекла. На основе трехслойных композиций таких стекол созданы аппара-ты для цветного копирования. В них с помощью цветных фильтров и красителей можно очень быстро получать цветные копии цветных оригиналов.
Переключающие и запоминающие устройства на основе халькогенидных стекол находят широкое применение при про-изводстве ЭВМ. В халькогенидных стеклах существует два ро-да переключения. При пороговом переключении приложение к стеклу напряжения выше порогового приводит к увеличению проводимости полупроводника примерно в миллион раз (со-стояние «включено»). Если напряжение уменьшается до точки возврата, то стекло вновь переключается в состояние с малой проводимостью. Это соответствует состоянию «выключено».
Переключение с запоминанием реализуется в стеклах с другими свойствами. При достижении порогового напряжения здесь происходит переключение в проводящее состояние. Это состояние сохраняется в стекле, даже если приложенное на-пряжение падает до нуля. Состояние «выключено» достигается после пропускания определенного импульса тока. Переключе-ние с запоминаем наблюдается в стеклах, которые могут срав-нительно легко кристаллизоваться. Когда напряжение достига-ет порогового значения, в этих материалах образуются тонкие нити кристаллического вещества, которые и делают возмож-ным запоминание. При пропускании подходящего импульса тока кристаллическая нить расплавляется и восстанавливается однородное стеклообразное состояние. Таким образом, пере-ключение с запоминанием есть следствие перехода между аморфным и кристаллическим состояниями.
В некоторых аморфных полупроводниках переход в вы-сокопроводящее состояние может быть осуществлен под дей-ствием света. Из материалов с таким запоминанием переклю-чением можно изготовить постоянную матрицу и сделать из нее неограниченное число электрофотографических отпечат-ков без необходимости добавочного экспонирования. Вообще, одной из наиболее перспективных областей использования аморфных полупроводников является получение изображения.
Оптоэлектроника. Несмотря на определенную дефект-ность, аморфные материалы достаточно широко используются в оптоэлектронике. Одним из достоинств аморфного гидриро-ванного кремния (a-Si:H) помимо достаточно экономичной технологии его изготовления является возможность формиро-вать структуры a-Si:H на различных подложках, включая стек-ло, кварц, металл, подложки кристаллического кремния и т.д. Процесс проводится при достаточно низкой температуре (200-300 0С), что обеспечивает возможность неразрушающей инте-грации датчиков на основе a-Si:H на активных подложках Si, способных осуществлять обработку сигнала. На основе аморф-ного кремния изготавливают мультиспектральные униполяр-ные фотодиоды, эффект насыщения фототока в которых не проявляется даже при уровне засветки 100000 люкс.
Функциональные возможности Si как оптоэлектронной среды могут быть существенно расширены за счет интеграции кремниевых структур со структурами на основе других мате-риалов, как это имеет место, например, в случае структур AIIBVI/SiO2/Si. Другим интересным примером является инте-грация фоточувствительных структур a-Si:H в оптически управляемых жидкокристаллических пространственных моду-ляторах света, предназначенных для использования в различ-ных системах обработки, нейронных сетях, системах распозна-вания образов, в высокоскоростной голографии.
Люминесцентные органические материалы. Стоимость дискретных светоизлучающих диодов на основе нитрида гал-лия и его твердых растворов по-прежнему остается достаточно высокой, что затрудняет их применение в экономичных систе-мах отображения информации. Вместе с тем указанные типы систем представляют большой интерес, так как остается акту-альной проблема разработки экономичной технологии нового поколения плоских многоэлементных экранов с высоким раз-решением и малым энергопотреблением с использованием аль-тернативных жидким кристаллам оптоэлектронных сред. В связи с этим интенсивно исследуется возможность применения в качестве таких альтернативных сред электролюминесцент-ных структур на основе органических материалов. В настоящее время для получения светодиодов на основе органических ма-териалов в качестве базового материала используется полифе-ниленвинилен (PPV), обеспечивающий эффективную электро-люминесценцию в зеленой области спектра.
В качестве одного из возможных вариантов для реализа-ции светодиодов синего свечения могут быть использованы структуры, которые содержат последовательно сформирован-ные на стеклянной подложке слой нижнего прозрачного элек-трода на основе окиси индия-олова, слой переноса дырок тол-щиной 50-100 нм на основе политрифениламина (PTA), актив-ный люминесцентный слой толщиной 25-50 нм на основе 1,2,4-триазола (DA-BuTAz), слой верхнего контакта на основе Mg:Ag.
Спектры поглощения образующих структуру органиче-ских слоев содержат максимумы в фиолетовой и УФ-областях. Даже при малом уровне возбуждения структуры обладают дос-таточно интенсивной широкополосной фотолюминесценцией (ФЛ) в синей области спектра. Интересной особенностью спек-тров ФЛ органических материалов является очень слабая тем-пературная зависимость спектрального положения и формы полос люминесценции. Как физический объект органические материалы могут рассматриваться как органические полупро-водники с неупорядоченной структурой, которая вызывает размытие резких особенностей зонной структуры, локализо-ванных состояний и формирование зон экситонных состояний. Органические материалы могут обладать высоким квантовым выходом люминесценции (>80%), что, по-видимому, объясняет слабую температурную зависимость интегральной интенсив-ности ФЛ.
Оценка светотехнических характеристик индикаторов на основе полимерных структур показывает, что даже в диапазоне сверхмалых токов их светоотдача превышает 1 люмен/Вт, при этом этот параметр возрастает с увеличением тока. По своим светотехническим параметрам индикаторы и светодиоды на основе полимерных структур соответствуют сверхъярким при-борам на основе GaN, а по совокупности характеристик их можно рассматривать, как органические аналоги светодиодов на основе GaN.
Гибридные полимерно–твердотельные материалы. По многим оптическим характеристикам органические полупро-водники, рассмотренные выше, являются аналогами твердых растворов InGaN. При этом комбинация обоих типов материа-лов в одном гибридном приборе может приводить к расшире-нию его функциональных возможностей. Использование этого подхода привело к разработке гибридных полимерно-твердотельных светодиодов. Приборы этого типа способны обеспечить реализацию широкой световой гаммы электролю-минесценции (ЭЛ) за счет возбуждения собственной ФЛ в ор-ганическом люминофоре излучением твердотельного кристал-ла на основе широкозонных нитридов. При этом в качестве ис-точника первичного излучения могут быть использованы кри-сталлы как на основе твердых растворов InGaN, так и на осно-ве гомоструктур GaN.
Конструкция прибора содержит несколько основных эле-ментов: рамочное основание с выводами и рефлектором, кри-сталл светодиода, органический люминофор и внешнюю кор-пусную линзу. Для изготовления гибридного светодиода не-большое количество органического материала растворяется в эпоксидной смоле и помещается в рефлектор основания вместе с кристаллом. Для реализации собственной ФЛ зеленого цвета могут использоваться ароматические амины с высокой эффек-тивностью ФЛ. Типичным примером такого вещества является 4 –диметиламинохалкон (DMAC) с полосой поглощения при λ = 450 нм и ФЛ в зеленой области спектра (λ = 510 нм). Для реализации широкополосного излучения в красно-оранжевой области спектра может использоваться такой материал, как красный нильский (NR) с полосой поглощения при λ = 500 нм и полосой ФЛ вблизи 600 нм. В конструкции прибора может ис-пользоваться также и двухслойное люминофорное покрытие. Сила света гибридных светодиодов, как правило, выше чем у светодиодов синего цвета свечения без люминофора.
Перспективные структуры на основе кремния. Крем-ний был и остается основным материалом микроэлектроники. Однако у кремния малая эффективность собственной излуча-тельной рекомбинации, что связано с непрямым характером его зонной структуры. Эта проблема наряду с задачами разра-ботки специализированных интегральных схем (ИС) с улуч-шенными характеристиками скорости обработки информации и повышенной устойчивостью к воздействию дестабилизи-рующих факторов явилась стимулом для дальнейшего разви-тия кремниевой технологии и поиска новых структур на основе кремния, а именно структур кремния на сапфире (КНС), крем-ния на изоляторе (КНН) и квантово-размерных структур на основе кремния.
Структура на основе кремния на сапфире (КНС) была предложена с целью создания материала, обеспечивающего высокое быстродействие и малую мощность потребления ИС на основе комплементарных структур металл/ окисел/ полу-проводник (КМОП). Первоначальная технология характеризо-валась достаточно высокой дефектностью структур, в послед-нее время разработана технология ультратонкого кремния на сапфире (UTSi), уменьшающая плотность дислокаций.
С точки зрения использования в ИС преимущества КМОП- технологии на основе КНС таковы:
уменьшение паразитных емкостей из-за использования изолирующей подложки, что обеспечивает увеличение быст-родействия и уменьшение искажений;
улучшение линейности, возможность использования меньших напряжений;
высокий уровень развязки и уменьшение уровня помех благодаря изолирующим свойствам подложки;
величина максимальной частоты Fmax по сравне-нию с предельной частотой усиления по току; технология КМОП КНС с разрешением 0.5 мкм способна обеспечить дос-тижение Fmax=50 ГГц, что превышает аналогичный параметр для приборов, получаемых по КМОП-технологии на объемном кремнии с разрешением 0.13 мкм;
благодаря изолирующим свойствам подложки возможна интеграция высокодобротных пассивных элементов (емкостей и индуктивностей), что позволяет создавать высококачествен-ные настраиваемые элементы и резонансные контуры;
в связи с тем, что основой ИС КНС являются полевые КМОП-транзисторы, эти устройства обладают меньшим уров-нем синфазного шума по сравнению с биполярными транзи-сторами;
высокая чувствительность ИС на основе КМОП КНС к воздействию дестабилизирующих факторов, что делает воз-можным их использование в наиболее неблагоприятных усло-виях.
Возможные оптоэлектронные применения КНС-структур ориентированы, в основном, на фотоэлектронику. С учетом достижений в области разработки ИС на основе КМОП КНС особый интерес представляют фотоэлектрические приборы, совместимые с технологией КМОП КНС. Спектральные харак-теристики КНС-фотодиодов (ФД) смещены в коротковолно-вую область спектра, при этом варьированием толщины слоя кремния можно добиться существенного увеличения чувстви-тельности в УФ-области спектра. Максимальная фоточувстви-тельность этих приборов в синей области спектра составляет 0.1 - 0.15 А/Вт.
В связи с проблемой создания высокочувствительных сенсоров особый интерес представляют полевые фототранзи-сторы (ПФТ) по технологии КМОП КНС. Максимальные зна-чения фоточувствительности ПФТ зависят от режима работы и геометрии прибора, при этом для излучения в красной области спектра этот параметр может достигать 102 - 104 А/Вт.
Структуры кремния на изоляторе (КНИ). Рассмотренные выше структуры КНС относятся к частному случаю структур кремния на изоляторе. Тем не менее, исторически так сложилось, что под аббревиатурой КНИ понимают структуры с активными слоями кремния на поверхности SiO2 или более сложные структуры, включающие сочетание Si/SiO2. К настоящему времени разработан ряд технологических вариантов получения структур КНИ. К их числу относится метод SIMOX, когда в монокристалле кремния формируется слой SiO2 в результате имплантации ионов О2 с большой дозой, метод BESOI, основанный на электрохимическом (или химическом) утоньшении пластин n-SiO2 с заданным заранее на оперделенной глубине стоп-слоем (например, на основе p-Si),метод ELTRAN,основанный на формировании монокристаллического слоя на пористом кремнии, метод формирования КНИ с использованием лазерной рекристалли-зации.
Существенным для всех методов является формирование тонких слоев кремния на изолирующем слое SiO2, что во мно-гом определяет функциональные характеристики этих струк-тур, которые в микроэлектронных применениях во многом аналогичны КНС-структурам. Подобно тому, как на основе КНС разработаны ФД, чувствительные в коротковолновой об-ласти спектра, аналогичные приборы, чувствительные в синей и УФ-области спектра, могут быть разработаны и на основе КНИ. Особый интерес представляют высокочувствительные фотоприемники на основе ПФТ, которые исторически первы-ми были разработаны на основе КНИ, фоточувствительность этих приборов в синей области спектра достигает 10³ А/Вт.
Квантово-размерные структуры на основе кремния. Попытки преодолеть одно из основных ограничений кремния как оптоэлектронной среды, а именно отсутствие эффективной собственной люминесценции, привели к обнаружению достаточно эффективной люминесценции в пористом кремнии (PS). В основе технологии получения PS лежит электрохимическое окисление монокристаллического кремния в концентрированных растворах плавиковой кислоты. Реакция формирования PS сильно зависит от типа и уровня легирования кремния, его пористость, определяемая как процентное содержание пустот в материале, варьируется в пределах от 5 до 85%. При этом размеры пор очень малы (их радиусы изменяются от 1 до 100нм в зависимости от типа и уровня легирования, а также от параметров электролиза). С материаловедческой точки зрения PS может рассматриваться как квантово-размерная структура с топологическим беспорядком.
Характерной особенностью PS является то, что он обла-дает яркой ФЛ в видимой области спектра при комнатной тем-пературе с эффективностью 0,1 - 0,2 %, при этом длиной волны в максимуме можно управлять в диапазоне от 800 до 650 нм за счет увеличения пористости.
Первые светоизлучающие диоды на основе PS с пористой конструкцией, реализованной напылением металла на поверх-ность активного слоя, обладали далеко не идеальными харак-теристиками. В последнее время достигнут определенные про-гресс в технологии светодиодов на основе PS, который позво-лил увеличить квантовый выход ЭЛ до 0,1 %. Помимо актив-ных оптоэлектронных элементов на основе PS может быть из-готовлен целый ряд пассивных интегрально-оптических ком-понентов, в частности, дифракционные решетки, узкополосные оптические фильтры и т.д.
Перспективные углеродные структуры. Кристалличе-ский алмаз по совокупности свойств является одним из лучших материалов электронного приборостроения. Он обладает ис-ключительной теплопроводностью (в 5 раз превышающей теп-лопроводность меди). Высокая радиационная стойкость алмаза используется в ядерной технике при разработке приборов для контроля параметров жестких излучений. Его химическая стойкость является основой для решения ряда космических и специальных задач. И, наконец, алмаз востребован и для целей биосенсорики. Основные параметры алмаза как полупроводни-ка в сравнение с кремнием и арсенидом галлия приведены в таблице 2.7, структура алмаза представлена на рис. 2.10.
В зависимости от содержания примеси азота и состояния, в котором он находится в кристалле, алмазы классифицируют-ся следующим образом:
тип Ιa, для которого концентрация связанного или меж-доузельного азота составляет 4000 – 4500 ррш;
тип Ιb, в котором азот (500 ррш) находится в виде меж-доузельных дефектов;
тип ΙΙa с очень низким содержанием азота;
тип ΙΙb, обладающий проводимость р-типа.


Таблица 2.7.
Основные свойства алмаза, кремния, арсенида галлия.

Свойства Алмаз Кремний GaAs
Постоянная решетки Е 3,567 5,431 5,653
Плотность, кг/м³ 3520 2420 5320
Теплопроводимость, Вт/м•к 2000-2500 150-200 50
Диэлектрическая постоянная 5,68 11,7 10,9
Коэффициент преломления 2,41 3,44 3,75
Ширина запрещенной зоны, эВ
5,47
1,11
1,43
Подвижность электронов,
м²/(В•с)
0,18
0,135
0,86
Подвижность дырок, м²/(В•с) 0,21 0,045 0,04
Электрич. прочность, В/м .107 100 3 4

Природный алмаз уже востребован электроникой. На ос-нове алмаза типа ΙΙa разработаны детекторы ионизирующих излучений АДИИ-1 и АДИИ-2 с энергетическим и временным разрешением соответственно 100 МэВ и 2,5 нс. На основе это-го же типа алмаза разработаны высокочувствительные фото-приемники диапазона 180 – 230 нм с фоточувствительностью > 0,03 А/Вт, темновым током < 0,1 пА и постоянной времени 10-9 -10-10 с.
Для полного использования уникальных свойств алмаза в перспективных изделиях микроэлектроники необходима раз-работка технологии синтеза структурно-совершенных алмаз-ных пленок. В связи с этим на первый план выходит проблема выбора подложки при гетероэпитаксии алмаза. Одним из воз-можных путей решения этой проблемы является формирование буферного слоя на основе фуллеренов.
Фуллерены представляют собой семейство углеродных соединений с общей формулой Сn. Структура молекул фулле-ренов представляет собой полые нанокластеры сферической формы (рис. 2.21).

Рис. 2.21. Структура молекул фуллеренов C60(a), C70(б), однослойной (в) и многослойной (г) нанотрубок.

Ширина запрещенной зоны наиболее широко используемого фуллерена C60 составляет 1,5 эВ, при этом его свойства во многом аналогичны свойствам других полупроводников. На основе этих материалов уже получены полевые транзисторы, солнечные элементы и фоторезисторы. Однако, по-видимому, наиболее перспективная область применения фуллеренов нелинейно-оптические приборы.
Еще одним чрезвычайно интересным представителем уг-леродных полупроводниковых материалов являются углерод-ные нанотрубки - протяженные цилиндры, образованные свер-нутыми графитовыми листами. Особенностью таких нанотру-бок является зависимость их проводимости от диаметра и хи-ральности (угла ориентации графитовой плоскости относи-тельно оси нанотрубки, т.е. степени «закрученности»). Эта структура характеризуется возможностью изменения ширины запрещенной зоны в интервале от 0 до 1 эВ, что, естественно сопровождается изменением характера проводимости от ме-таллического до полупроводникового. Это, в свою очередь, от-крывает широкие возможности для проектирования и реализа-ции микроэлектронных приборов нового поколения. Большая кривизна поверхности нанотрубок обеспечивает эффективную электронную эмиссию, что имеет важное значение для опто-электроники, в частности для разработки нового поколения плоских матричных дисплеев с холодным катодом.

Вопросы для самопроверки

1.Какие вещества называются полупроводниками? В чем заключается особенность их свойств?
2. Какие функции выполняют полупроводниковые мате-риалы в РЭС?
3. Как классифицируются полупроводниковые материалы по структуре и по составу?
4.Какие полупроводники называют собственными, а ка-кие примесными? Какие примеси являются донорными, а ка-кие акцепторными? Приведите примеры.
5.Какие полупроводники называются электронными, ка-кие дырочными? Дайте определение основных и неосновных носителей заряда.
6.Что такое ширина запрещенной зоны, в каких единицах она измеряется? Как влияет ширина запрещенной зоны на рабочую температуру ПП изделия?
7. Что такое подвижность и концентрация носителей за-ряда? Как влияет подвижность носителей на частотные свойст-ва ПП изделия?
8. Объясните температурную зависимость удельной про-водимости полупроводников?
9. Как влияет деформация на проводимость полупровод-ников? Что такое тензочувствительность?
10. В чем заключается сущность эффекта Ганна?
11. Что такое люминесценция, какие вещества называют люминофорами?
14. Назовите основные свойства кремния, его достоинст-ва и области применения. Какими методами получают моно-кристаллы высокоомного и низкоомного кремния?
15. Какой кремний с точки зрения содержания дефектов применяют для получения эпитаксиальных структур?
16. Назовите основные свойства германия, его недостатки и достоинства, область применения и методы получения.
17. Назовите основные свойства карбида кремния, какими методами его получают? Назовите основные области примене-ния SiC, в чем его преимущество перед элементарными полу-проводниками?
18. Какие элементы образуют полупроводниковые соеди-нения AIIIBV? Какой тип химической связи и структуры для них характерен?
19. Каковы основные свойства соединений AIIIBV и осо-бенности методов их получения? Назовите область примене-ния AIIIBV. В чем преимущество полупроводниковых приборов на основе арсенида галлия по сравнению с кремниевыми и германиевыми?
20. Чем обусловлен интерес к твердым растворам полу-проводниковых соединений AIIIBV?
21. Что называют гетеропереходом? Какие материалы среди полупроводников AIIIBV являются лучшими для создания гетеропереходов? Какие материалы используются для изготовления инжекционных лазеров и светодиодов?
22. Какие материалы относят к полупроводниковым со-единениям AIIBVI, каковы их основные свойства и особенно-сти? Укажите области их применения.
23. Какие вещества включают в себя полупроводниковые соединения A1VBV1? Какова их структура и основные свойства, в чем проявляется аномалия некоторых свойств? Какие полу-проводниковые приборы разрабатываются на основе соедине-ний A1VBVI и их твердых растворов?
24. Какие перспективные полупроводниковые материалы вы знаете? Укажите области их потенциального применения.

3. МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ

Любое вещество, помещенное во внешнее магнитное поле, приобретает магнитный момент М. Магнитный момент единицы объема V вещества называют намагниченностью Jм: Jм = М/V.
Магнитные материалы – это материалы способные за-метно изменять свою намагниченность при воздействии на не-го внешнего магнитного поля. Влияние напряженности внеш-него магнитного поля на намагниченность определяется выра-жением

Jм = kм Н, А/м, (3.1)

где Н – напряженность внешнего магнитного поля (А/м); kм – безразмерная величина, характеризующая способность данного вещества намагничиваться в магнитном поле и назы-ваемая магнитной восприимчивостью.
Магнитная индукция в веществе, находящемся во внеш-нем магнитном поле, определяется алгебраической суммой ин-дукции внешнего Во и внутреннего Вi полей

В = Во + Вi = µоН + µоJм, (3.2)

где µо = 4π 10-7 Гн/м – магнитная постоянная в системе СИ.
Подставляя выражение (3.1) в (3.2) получим

В = µоН + µоkмН = µо(1 + kм)Н, (3.3)

где µ = 1 + kм – статическая относительная магнитная про-ницаемость, показывающая во сколько раз магнитная индук-ция В поля в данной среде больше, чем магнитная индукция Во в вакууме.
Заменяя значение µ = 1 + kм в формуле (3.3) получим выражение, связывающее напряженность магнитного поля с индукцией магнитного поля B в веществе, измеряемое в теслах (Тл)

В = µоµ Н1Т. (3.4)

Тогда значение статической относительной магнитной проницаемости µ определяется выражением

µ = В/µо . (3.5)


3.1. Классификация веществ по магнитным свойствам

По реакции на внешнее магнитное поле и характеру внутреннего магнитного упорядочения все вещества можно подразделить на пять групп: диамагнетики, парамагнетики, ферромагнетики, антиферромагнетики и ферримагнетики. Пе-речисленным пяти группам веществ соответствуют следующие типы магнитного состояния: диамагнетизм, парамагнетизм, ферромагнетизм, атиферроманетизм и ферримагнетизм.
Диамагнетики – это вещества, у которых магнитная восприимчивость kм отрицательно и не зависит от напряжен-ности внешнего магнитного поля Н. Диамагнитный эффект яв-ляется результатом воздействия внешнего магнитного поля на молекулярные токи и проявляется в том, что возникает маг-нитный момент, направленный в сторону, противоположную внешнему полю. Следовательно магнитная восприимчивость kм отрицательна, по величине она мала (kм ≈ -10-5) и в боль-шинстве случаев не зависит от напряженности поля.
Из формулы (3.1) следует, что намагниченность диамагнетиков носит отрицательный характер и линейно возрастает с увеличением напряженности внешнего поля Н (рис. 3.1 а). Магнитные моменты отдельных атомов Мi ориентированы в пространстве произвольно, но суммарный магнитный момент вещества в целом противоположен направлению внешнего магнитного поля, ослабляя его. Так как магнитная восприимчивость является отрицательной величиной, то магнитная проницаемость меньше единицы. Поскольку диамагнетики намагничиваются в направлении, противоположном внешнему магнитному полю, то они выталкиваются из этого поля.





Рис. 3.1. Зависимость намагниченности Jм от напряжен-ности поля Н: а – для диамагнетиков (1) и для парамагнетиков (2) при не слишком сильных полях и при обычных и высоких температурах; б – для парамагнетиков при низких температу-рах или очень сильных полях

К диамагнетикам относятся: инертные газы, водород, азот, многие жидкости (вода, нефть и ее производные), ряд ме-таллов (медь, серебро, золото, цинк, висмут, ртуть, галлий и др.), большинство полупроводников (кремний, германий, со-единения АIII, BV, AIIBIV и др.), органические соединения, ще-лочно-галоидные кристаллы, неорганические стекла и др.
Диамагнетизм существует во всех веществах, независимо от структуры их атомов и видов связи. Однако, в чистом виде, этот эффект проявляется только в тех веществах (диамагнетиках), в которых имеет место полная взаимная компенсация как орбитальных, так и спиновых магнитных моментов. Для веществ, в которых собственный суммарный магнитный момент атомных образований не равен нулю, на диамагнетизм накладывается значительно больший по величине нескомпенсированный магнитный момент электронов. В этом случае наблюдаются другие типы магнитного состояния, подавляющие диамагнетизм.
Парамагнетики – это вещества, из которых магнитная восприимчивость |k| ≤ 1, но она положительна и при комнат-ной температуре составляет 10-2 – 10-5. Поэтому магнитная проницаемость парамагнетиков незначительно отличается от единицы. Намагниченность парамагнетиков характеризуется линейной зависимостью (рис. 3.1 а) в области небольших маг-нитных полей при высоких температурах. В сильных полях при низких температурах Jм (Н) асимптотически приближается к предельному значению Js, соответствующему магнитному насыщению парамагнетиков (рис. 3.1 б).
Парамагнитный эффект наблюдается в веществах атомы которых, как правило, имеют нечетное число электронов с не-скомпенсированными спинами или с нескомпенсированными орбитальными моментами количества движения. В отсутствие внешнего магнитного поля векторы магнитных моментов под действием тепловой энергии распределены хаотично, в ре-зультате чего магнитный момент парамагнетика равен нулю (рис. 3.2 а).


а) б) в) г)

Рис. 3.2. Схематическое изображение магнитных момен-тов атомов в парамагнитных (а), ферромагнитных (б), анти-ферромагнитных (в) и ферримагнитных веществах (г)

Под действием внешнего магнитного поля возникает направление преимущественной ориентации магнитных моментов, совпадающее с направлением поля, т.е. появляется положительная намагниченность. Тепловая энергия противодействует созданию магнитной упорядоченности. Поэтому парамагнитная восприимчивость сильно зависит от температуры. Для большинства твердых парамагнетиков магнитная восприимчивость выражается законом Кюри

kм = С/Т, (3.6)

где С – постоянная Кюри; Т – абсолютная температура, К.
К числу парамагнетиков относятся кислород, окись азо-та, щелочные и щелочноземельные металлы, некоторые пере-ходные металлы, соли железа, кобальта, никеля и редкозе-мельных элементов.
Ферромагнетики – это вещества с большой положи-тельной магнитной восприимчивостью (до 106), которая силь-но зависит от напряженности внешнего магнитного поля и температуры. В ферромагнитных веществах атомы имеют большое количество неспаренных (нескомпенсированных) спиновых магнитных моментов. Ферромагнетикам присуща внутренняя магнитная упорядоченность, выражающаяся в су-ществовании макроскопических областей (доменов) с парал-лельно ориентированными магнитными моментами атомов в них (рис. 3.2 б). Важнейшая особенность ферромагнетиков за-ключается в их способности намагничиваться до насыщения в относительно слабых магнитных полях. При определенной температуре Тк (точка Кюри) у ферромагнетиков атомный магнитный порядок разрушается, и вещества переходят в па-рамагнитное состояние.
К классу ферромагнетиков относятся элементы переход-ных групп Fe, Co, Ni, а также редкоземельные элементы: Gd (гадолиний), Dy (диспрозий), Ho (гольмий), Er (эрбий), Tu (ту-лий). В табл. 3.1 приведены значения магнитной восприимчи-вости точки Кюри трех распространенных ферромагнетиков Fe, Co, Ni.


Таблица 3.1

Материал Магнитная восприимчи-вость Точка Кюри Тк оС Количество неспаренных электронов
Fe 1000 770 4
Co 150 1150 3
Ni 240 360 2

Антиферромагнетики – это вещества, у которых спон-танно возникает антипараллельная ориентация элементарных магнитных моментов одинаковых атомов или ионов кристал-лической решетки (рис. 3.2 в); при этом суммарный магнит-ный момент антиферромагнетика равен нулю. Для антиферро-магнетика характерна небольшая положительная магнитная восприимчивость (kм = 10-3 -10-5), которая сильно зависит от температуры. При нагревании антиферромагнетик испытывает фазовый переход, и вещество переходит в парамагнитное со-стояние. Температура такого перехода, при котором исчезает магнитная упорядоченность, получила название точки Нееля. Поскольку магнитная восприимчивость в антиферромагнети-ках меньше единицы, то и магнитная проницаемость близка к единице. К антиферромагнетикам относятся металлы переход-ной группы – хром (Cr), марганец (Mn), а также простейшие химические соединения на основе металлов переходной груп-пы типа окислов, сульфидов, карбонатов и т.п. Антиферромаг-нитные свойства проявляют также атомы редкоземельных эле-ментов – церия (Ce), неодима (Nd), самария (Sm), тербия (Tb).
Ферримагнетики – это вещества, магнитные свойства которых обусловлены нескомпенсированным антиферромагнетизмом. В ферримагнитных соседние магнитные моменты выстроены антипараллельно друг другу, но величина их неодинакова (рис. 3.2 г). Поэтому они обладают большим нескомпенсированным суммарным магнитным моментом. Подобно ферромагнетикам они обладают высокой магнитной восприимчивостью, которая существенно зависит от напряженности магнитного поля и температуры. При температуре выше точки Нееля у ферромагнетиков атомный магнитный порядок разрушается, и вещества переходят в парамагнитное состояние.
К ферромагнетикам относятся ферриты – сложные ок-сидные химические соединения, характеризующиеся антипа-раллельным расположением неравных магнитных моментов соседних атомов, представляющих различные химические эле-менты, входящих в состав феррита.
Диамагнетики и парамагнетики иногда объединяют под названием слабомагнитных веществ, не обладающих атомным магнитным порядком, а ферромагнетики и ферримагнетики – под названием сильномагнитных материалов, обладающих атомным магнитным порядком; для антиферромагнетиков ха-рактерен атомный магнитный порядок, но количественно этот эффект весьма мал.

3.2. Природа ферромагнитного состояния

Спиновая природа ферромагнетизма. Для объяснения ферроманитных свойств твердых тел русский физик Розинг и французский физик Вейсс предположили, что в ферромагнетиках существует внутреннее молекулярное поле, под действием которого они даже в отсутствие внешнего поля намагничиваются до насыщения. Внешне такая спонтанная намагниченность не проявляется потому, что тело разбивается на отдельные макроскопические области, в каждой из которых магнитные моменты расположены параллельно друг другу, а сами эти области ориентированы другу относительно друга хаотично, вследствие чего результирующие магнитный момент ферромагнетика в целом оказывается равным нулю. Такие области спонтанной намагниченности получили название доменов. Существует ряд экспериментальных методом наблюдения доменов и определения направления их намагниченности.
Введение внутримолекулярного поля объясняются явле-ния, наблюдаемые в ферромагнетиках. При этом рядом ученых доказано (Эйнштейн, Барнет, Иоффе, Капица), что ферромаг-нетизм обусловлен спиновыми магнитными моментами ато-мов. Спиновые магнитные моменты электронов, не скомпен-сированные в атомах, и являются элементарными носителями ферромагнетизма. Так как магнитные моменты заполненных оболочек атомов равны нулю, а внешние валентные электроны обобществляются в металле, то ферромагнетизмом могут об-ладать лишь элементы с недостроенными внутренними обо-лочками. Такими элементами являются переходные элементы Fe, Ni, Co, имеющие недостроенную 3d-оболочку, и редкозе-мельные элементы с недостроенной 4f-оболочкой.
Согласно теории Френкеля магнитные моменты электро-нов внутри макроскопических областей (доменов) выстраива-ются параллельно друг другу, намагничивания домены до на-сыщения, в результате сил внутренних недостроенных оболо-чек атомов. Энергия обменного взаимодействия Uобм определя-ется выражением

Uобм = -А(Si,Sj), (3.7)

где А – так называемый обменный интеграл, имеющий раз-мерность энергии; Su, Sj – результирующие спиновые моменты взаимодействующих атомов.
Обменный интеграл А может быть как положительным, так и отрицательным. Это зависит от соотношения размеров электронных оболочек d, участвующих в образовании обмен-ной связи, и расстояний между атомами а (параметра решетки).
На рис. 3.3 показана зависимость обменного интеграла А от отношения а/d для элементов, содержащих недостроенные внутренние оболочки.



Рис. 3.3. Зависимость обменного интеграла А от соотно-шения магнитного расстояния а к диаметру электронной обо-лочки

Из рис. 3.3 видно, что у элементов, для которых a/d >1,5 (Fe, Ni, Co) интеграл А положительный, а у элементов с a/d < 1,5 (Mn, Cr) – обменный интеграл отрицательный и тем больший по абсолютной величине, чем меньше отношение a/d.
Знак обменного интеграла А определяет, какая ориента-ция спинов у элементов, участвующих в образовании обмен-ной связи, является выгодной – параллельная или антипарал-лельная. При положительном знаке интеграла (А> 0) обменная энергия Uобм будет отрицательной и энергия системы в целом будет уменьшаться в том случае, если спиновые моменты ато-мов Si и Sj будут параллельны друг другу.
Как видно из рис. 3.3 параллельное состояние спиновых магнитных моментов имеет место у железа, кобальта и никеля. Спинам электронов недостроенных 3d-оболочки этих атомов энергетически выгодно выстраиваться параллельно друг другу, вызывая предельное и магнитное насыщение домена. Поэтому Fe, Co, Ni являются ферромагнитными. Кроме указанных элементов такое состояние наблюдается у редкоземельных элементов с недостроенными 4f-оболочками: гадолиния, диспозия, гольмия, эрбия, тербия и туллия. Редкоземельные элементы проявляют ферромагнитные свойства при пониженных температурах.
При отношении a/d > 3 обменный интеграл А больше ну-ля. Однако из-за относительно больших расстояний между со-седними атомами значение энергии обменного взаимодействия Uобм мало. В этом случае обменные силы не могут противодей-ствовать тепловому движению и вызывать упорядоченное рас-положение спинов. Соответственно такие материалы должны проявлять свойства парамагнетиков.
При сближении атомов, когда a/d < 1,5 обменный инте-грал А изменяет знак. При отрицательном знаке обменного ин-теграла энергетически выгодно становится антипараллельное расположение спиновых моментов соседних атомов. Поэтому Mn и Сr, у которых А < 0, являются антиферромагнетиками.
Если постоянную решетки Mn увеличить так, чтобы от-ношение a/d оказалось порядка 1,5, то марганец станет ферро-магнитным. Например, насыщение марганца азотом приводит к увеличению параметра кристаллической решетки твердого раствора Mn-N, который обладает ферромагнитными свойст-вами, так как отношение a/d становится больше 1,5. На основе марганца получены также ферромагнитные сплавы Cu2MnAl (сплав Гейслера), MnSb, MnBi и др., получившие широкое практическое применение. В этих сплавах атомы марганца на-ходятся на расстояниях, больших, чем в решетке кристалла чистого марганца.
Таким образом, условиями, при которых возникает фер-ромагнетизм, являются: наличие в атоме внутренних недостро-енных электронных оболочек; положительный знак обменного интеграла, обусловливающий параллельную ориентацию спи-нов.
Если спины взаимодействующих атомов равны по вели-чине и образуют друг с другом угол Θ, то выражение (3.7) име-ет вид

Uобм = -А S2 cosΘ. (3.8)
Доменная структура ферромагнетиков. Несмотря на наличие в ферромагнетиках самопроизвольной намагниченно-сти опыт обычно показывает размагниченное состояние фер-ромагнитных тел. Как указывалось выше, для объяснения фак-та Вейс выдвинул гипотезу о существовании доменов (намаг-ниченных до состояния насыщения отдельных областей), рас-положение векторов магнитных моментов которых равноверо-ятно. Существование доменов подтверждено эксперименталь-но как прямыми магнитооптическими методами (метод Акуло-ва-Биттнера), так и косвенными данными (скачки Баркгаузе-на). Причина деления ферромагнетика на домены состоит в следующем.
Ферромагнетик (для простоты он считается монокри-сталлом), помещенный в магнитное поле Н и получивший од-нородную намагниченность Jm, обладает магнитной энергией

Um = - μoHJm cosΘ, (3.9)

где Θ – угол между векторами Н и Jm.
При вынесении из магнитного поля ферромагнетик оста-ется намагниченным. Наличие на его внешних поверхностях полюсов (рис. 3.4 а) приводит к возникновению внутреннего поля Нi, направленного против вектора намагниченности Jm. Это поле стремится размагнитить ферромагнетик, поэтому его называют размагничивающим. Напряженность размагничи-вающего поля пропорциональна Jm и зависит от формы и раз-мера тела:

Нi = - NJm, (3.10)

где N – коэффициент пропорциональности, учитывающий форму и размер тела и называемый размагничивающим факто-ром.



Рис. 3.4. Разделение монокристалла на домены

Магнитная энергия ферромагнетика, находящегося в собственном размагничивающем поле Нi равна

. (3.11)

Для монокристалла, показанного на рис. 3.4 а, эта энер-гия будет значительной. Поэтому, энергетически более выгод-ным оказывается деление его на области, в которых векторы намагниченности направлены в противоположные стороны (рис. 3.4 б и в). Для структуры доменов, изображенной на рис. 3.4 б, магнитная энергия в 2 раза меньше, чем для струк-туры, показанной на рис. 3.4 а. Это обусловлено тем, что часть магнитного потока, выходящего из одной области, замыкается на другую, вследствие чего уменьшается размагничивающий фактор N, а следовательно и магнитная энергия. Для структуры доменов, представленной на рис. 3.4 в. Магнитная энергия уменьшается в 4 раза. Еще меньшей магнитной энергией обладает структура с боковыми замыкающими доменами (рис. 3.4 г), так как магнитный поток замыкается внутри образ-ца, а за его пределами магнитное поле практически равно нулю.
Таким образом, деление ферромагнитного кристалла на домены является следствием стремления системы уменьшить свою свободную энергию. Однако деление не может происхо-дить беспредельно, так как появление границы между домена-ми, у которых угол Θ между спинами возрастает до 180 оС, должен привести к увеличению обменной энергии (см. 3.8). Деление протекает до тех пор, пока уменьшение магнитной энергии, вызванное делением, не компенсируется увеличением обменной энергии границ раздела между доменами (доменных границ). Доменная граница представляет собой переходную область называемую стенкой Блоха, размером около 0,1 мкм. Блох показал, что энергетически выгодно иметь доменную границу, в которой осуществляется постепенный поворот спи-нов на 180 оС и направления намагниченности в соседних до-менах оказывается противоположным (рис. 3.7).



Рис. 3.5. Структура переходного слоя между доменами

Чем толще доменная граница δ, тем на меньшую сум-марную величину изменяется обменная энергия при переходе от одного домена к другому /4/. По этой причине толщина стенки Блоха должна, казалось бы, возрасти. Однако этому препятствует магнитная анизотропия.
Магнитная анизотропия. Ферромагнитные вещества могут находиться в виде поликристаллических и монокристаллических материалов. Магнитные свойства поликристаллических ферромагнитных материалов не зависят от ориентации их относительно внешнего магнитного поля. В монокристаллах ферромагнитных материалов существуют направления легкого и трудного намагничивания. Число таких направлений определяется симметрией кристаллической решетки. В отсутствии внешнего магнитного поля магнитные моменты доменов самопроизвольно ориентируются вдоль осей легкого намагничивания.
На рис. 3.6 показаны направления легкого, среднего и трудного намагничивания в монокристалле трех основных ферромагнитных материалов: железа, никеля и кобальта.


Рис. 3.6. Направление легкого, среднего и трудного на-магничивания в монокристаллах: а – железа; б – никеля; в - ко-бальта

Элементарная ячейка железа представляет собой объемноцентрированный куб (ОЦК). Направление легкого намагничивания совпадает с ребром куба [100] (рис. 3.6 а). Следовательно, в монокристалле железа можно выделить шесть эквивалентных направлений легкого намагничивания. Направление пространственной диагонали куба [111] соответствует направлению трудного намагничивания; следовательно, в монокристалле железа существуют шесть эквивалентных направлений трудного намагничивания (рис. 3.6 б); симметрия решетки определяет восемь таких эквивалентных направлений. Направление трудного намагничивания монокристалла никеля совпадает с ребрами и характеризуется индексами [100]. Кобальт, кристаллизующийся в гексагональной структуре (ГПУ), имеет лишь два направления легкого намагничивания, совпадающих с осью призмы, т.е. кобальт, является материалов с одноосной магнитной анизотропией. Направлениями трудного намагничивания для кобальта являются направления [1120] и [1010], перпендикулярные оси призмы.
Для намагничивания монокристаллического образца для насыщения вдоль одной из осей легкого намагничивания нуж-но затратить значительно меньшую энергию, чем для такого же намагничивания вдоль оси трудного намагничивания.
Влияние механической и термической обработки, со-става на магнитные свойства. При механической обработке ферромагнитных материалов (прокатке, протяжке, штамповке, ковке и т.п.) кристаллические зерна дробятся, вытягиваются, вследствие чего возникает сложная система внутренних на-пряжений. Внутренние напряжения препятствуют при намаг-ничивании росту доменов и ориентации их магнитных момен-тов в направлении внешнего поля. В результате этого магнит-ная проницаемость уменьшается, коэрцитивная сила возраста-ет и растут потери на гистерезис. Для восстановления магнит-ных свойств после механической обработки магнитомягкие материалы подвергают термической обработке – отжигу, кото-рый снимает внутренние напряжения и ведет к рекристаллиза-ции зерен (укрупнению размеров зерен).
Механическую обработку – прокат и термическую обработку применяют для получения высоких магнитных свойств в магнитомягких материалах (в электротехнической стали). При холодной прокатке зерна в кристаллографическом отношении получают преимущественную ориентацию, которую называют текстурой прокатки. При нагреве холоднокатаной стали, при температуре свыше 900 оС наблюдается рекристаллизация, сопровождаемая ростом размеров зерен и одновременной ориентацией кристаллов вдоль направления легкого намагничивания. В результате кристаллические зерна осями легкого намагничивания (100) ориентируется вдоль направления проката.
Такую текстуру называют ребровой текстурой. Тексту-рованная сталь анизотропная по свойствам – вдоль направле-ния проката наблюдаются значительно более высокая магнит-ная проницаемость и меньшие потери на гистерезис.
Существенное влияние на магнитные свойства ферро-магнетиков оказывают искажения строения кристаллической решетки. Нарушение правильности строения кристаллов, в первую очередь, происходит из-за примесей. При внедрении примесных атомов в кристаллическую решетку около них воз-никают напряжения (радиальное сжатие и растяжение), кото-рое вызывают изменения в магнитоупругих взаимодействиях, кроме того, примеси приводят к неравновесному распределе-нию электронной плотности в кристаллической решетке маг-нитных материалов, вследствие чего изменяются магнитные свойства. Степень влияния примесей определяется их видом и процентным содержанием. Коэрцитивная сила в железе увели-чивается при введении углерода, хрома, кобальта, вольфрама; отрицательное влияние на магнитные свойства оказывают рас-творенные в железе кислород, азот и водород.
Используя примеси, усложняющие кристаллическую структуру, вводя технологическую операцию закалки, а иногда добиваясь ориентации структуры доменов в магнитном поле, получают магнитотвердые материалы.

3.3. Процессы при намагничивании ферромагнетиков

Кривая намагничивания. Магнитные свойства ферромагнетиков и ферримагнетиков характеризуются зависимостью магнитной индукции В от напряженности внешнего магнитного поля Н. График зависимости В = φ(H) называют кривой намагничивания. Для получения кривых намагничивания в качестве исходного принимают различное состояние ферромагнитного образца, при котором в отсутствие внешнего магнитного поля индукция равна нулю, поскольку магнитные моменты доменов статистически равновероятно распределяются по всем возможным направлениям легкого намагничивания.
При получении кривой намагничивания образец фер-ромагнитного материала помещают внутри соленоида и про-пускают по нему ток. Напряженность магнитного поля Н, ко-торое создается при пропускании тока по проводу соленоида, определяется из формулы

, А/м, (3.12)

где I – величина тока; N – число витков соленоида; l – длина соленоида.
На рис. 3.7 приведена типичная кривая намагничивания поликристаллического ферромагнетика. Возрастание индукции под действием внешнего магнитного поля обусловлено двумя основными процессами: смещением доменных границ и пово-ротом магнитных моментов доменов. На кривой В = φ(Н) можно выделить четыре характерных области.


Рис. 3.7. Зависимость магнитной индукции и магнитной проницаемости μ ферромагнетика от напряженности внешнего магнитного поля
Область 1. Представляет собой область упругого (обра-тимого) смещения доменных границ. При этом происходит увеличение объема тех доменов, магнитные моменты которых образуют наименьший угол с направлением внешнего поля, а домены с неблагоприятной ориентацией уменьшаются. Сум-марная намагниченность образца становится отличной от нуля, что приводит к появлению магнитной индукции В и росту маг-нитной проницаемости μ. После снятия слабого внешнего поля доменные границы возвращаются в исходное состояние. При стремлении напряженности поля к нулю материал характери-зуется начальной магнитной проницаемостью μн.
Область 2. Эта область характеризуется тем, что в облас-ти сильных полей смещение доменных границ носит необра-тимый характер. Процесс намагничивания идет более интен-сивно, чем на начальном участке; кривая намагничивания име-ет наибольшую крутизну (участок сильного роста В). Этот участок кривой намагничивания характеризуется и ростом магнитной проницаемости вплоть до ее максимального значе-ния μmax. При этом на кривой намагничивания появляются ма-ленькие ступеньки. Процесс ступенчатого намагничивания ферромагнитного материала сопровождается излучением сла-бого электромагнитного поля и получил название эффекта Баркгаузена.
Область 3. По мере дальнейшего увеличения напряжен-ного поля возрастает роль второго механизма намагничивания – механизма вращения, при котором магнитные моменты до-менов из направления легкого намагничивания, образующего небольшой угол с полем, постепенно поворачиваются в на-правлении поля. Материал переходит в состояние техническо-го насыщения (В → Вs). Поскольку на этом участке при увели-чении напряженности поля индукция меняется слабо, то маг-нитная проницаемость уменьшается.
Область 4. Этот область технического насыщения. Маг-нитные моменты всех доменов в этой области ориентируются вдоль направления внешнего магнитного поля. Незначительное возрастание индукции на участке насыщения обусловлено уве-личением намагниченности самого домена.
Явление незначительного увеличения магнитной индук-ции с ростом напряженности поля получило название парапро-цесса. Значение индукции, соответствующее ее максимально-му значению в области технического насыщения, называется индукцией насыщения Вs. Основные стадии технического на-магничивания ферромагнитного схемотехнически изображены на рис. 3.8.


Рис. 3.8. Схема ориентации спинов и изменения домен-ных границ при намагничивании ферромагнетика

Зависимость магнитной индукции предварительно раз-магниченного ферромагнитного материала от напряженности поля называют начальной кривой намагничивания.
Магнитный гистерезис. Если ферромагнетик намагничивать до насыщения, а затем уменьшать напряженность внешнего поля до нуля, то индукция не падает до нуля, а будет равна некоторому значению, называемому остаточной индукцией Вr или остаточным магнетизмом (рис. 3.9). Явление отставания В от Н называют магнитным гистерезисом. Для того, чтобы полностью размагнитить материал, т.е. добиться состояния, при котором В = 0, необходимо приложить некоторое магнитное поле, направленное противоположно первоначальному. Напряженность размагничивающего поля Нс, при котором индукция в ферромагнетике, предварительно намагниченном до насыщения, обращается в нуль, называют коэрцитивной силой Нс.



Рис. 3.9. Петли гистерезиса при различных значениях амплитуды переменного магнитного поля и основная кривая намагничивания фeрромагнетика

Увеличение напряженности поля до значений больших – Нс, вызывают перемагничивание ферромагнетика до насыщения (-Вs). При намагничивании ферромагнитного материала изменяющимся по направлению магнитным полем зависимость В = f(Н) имеет форму замкнутой кривой, которая называется петлей гистерезиса. При различных амплитудных значениях напряженности внешнего поля Н можно получить семейство петель гистерезиса. Петля гистерезиса, полученная при индукции насыщения, называется предельной. Петля гистерезиса называется частной, если она получена при измерениях в слабых циклических магнитных полях, когда максимальное значение В не достигает предельного значения Вs. Совокупность вершин петель гистерезиса образует основную кривую намагничивания ферромагнетика.
Причинами гистерезиса в основном являются необрати-мые процессы смещения доменных границ и вращения векто-ров намагниченности. Коэрцитивная сила определяется тем наибольшим энергетическим барьером, который надо преодо-леть в процессе размагничивания образца.
Для материалов с малым значением Нс характерны гомо-генность структуры, незначительная анизотропия и магнитост-рикция, отсутствие механических напряжений, немагнитных включений, дефектов и т.д. Намагничивание слабыми пере-менными магнитными полями осуществляется в основном процессами смещения доменных границ. При этом границы совершают малые колебания около положения равновесия в своих энергетических минимумах. Для создания материалов с большими значениями Нс особое значение имеет образование однородных структур, для которых намагничивание в основ-ном определяется процессами вращения, что требует очень большим намагничивающих и размагничивающих сил.
По форме кривых гистерезиса и величине Нс различают три группы магнитных материалов: магнитомягкие, магнитот-вердые и материалы с прямоугольной петлей гистерезиса (рис. 3.10).


а) б) в)
Рис. 3.10. Предельные петли гистерезиса: а - магнитомяг-ких материалов; б – материалов с ППГ; в- магнитотвердых ма-териалов

Магнитомягкие материалы – это материалы, обладаю-щие коэрцитивной силой Нс = 0,4 – 4000 А/м, и характеризую-щиеся узкой петлей гистерезиса (рис. 3.10 а). Они способны намагничиваться до насыщения (Вs = 0,5 – 1,5 Тл) в слабых магнитных полях. Различают низкочастотные (для частот до 1 кГц) магнитомягкие материалы и высокочастотные, для ра-боты на частотах выше 1 кГц. Магнитомягкие материалы ис-пользуют в качестве сердечников катушек индуктивности, дросселей, магнитопроводов трансформаторов, сердечников электромагнитов, магнитных систем электроизмерительных приборов и т.п.
Магнитотвердые материалы (рис. 3.10 б) обладают большой коэрцитивной силой (Нс > 4 аА/м) и широкой петлей гистерезиса. Они перемагничиваются лишь в очень сильных магнитных полях; современные магнитотвердые материалы имеют коэрцитивную силу Нс ≥ 500 кА/м. Это обусловливает использование их для постоянных магнитов и магнитной запи-си информации.
Магнитные материалы с прямоугольной петлей гистере-зиса (ППГ) имеют форму петли гистерезиса близкую к прямо-угольной (рис. 3.10 в). Параметром материалов с ППГ является коэффициент прямоугольности Кn, определяемый из соотно-шения Кn = Вr/Вs; величина Кn магнитных материалов, приме-няемых в импульсных устройствах, составляет Кn≈ 0,9.
Магнитная проницаемость. Магнитные материалы, используются в различных устройствах РЭС, могут эксплуатироваться при воздействии как статических, так и динамических (переменных, импульсных) магнитных полей. Поэтому при выполнении расчетов в различных устройствах с магнитными сердечниками пользуются различными понятиями магнитной проницаемости, основанными на определении статической магнитной проницаемости (3.5) и общей зависимости μ(Н), показанной на рис.3.7. Относительную магнитную проницаемость определяют по основной кривой намагничивания, например, для точки А (рис. 3.11)
, (3.13)

где α – угол наклона секущей ОА к оси абсцисс; mB и mH – масштабы по осям соответственно В и Н. Наиболее часто ис-пользуют понятия начальной μН, максимальной μmax, диффе-ренциальной μдиф, обратимой (реверсивной) μр и импульсной μи магнитной проницаемости.
Начальная и максимальная магнитная проницаемости представляют собой частные случаи статической магнитной проницаемости

, (3.14)

, (3.15)

где αн – угол наклона касательной на начальном участке кри-вой В = f(Н); αm – угол наклона прямой, проведенной из начала координат в точку перегиба кривой намагничивания (рис. 3.11).



Рис. 3.11. К объяснению различных понятий магнитной проницаемости

Параметр μН является справочным, так как используется в расчетах многих устройств с магнитными сердечниками. Экспериментально начальную магнитную проницаемость оп-ределяют в слабых полях с напряженностью около 0,1 А/м.
Дифференциальную магнитную проницаемость μдиф оп-ределяют как производную от магнитной индукции по напря-женности поля любой точки кривой намагничивания В = f(Н), т.е. она представляет собой угол наклона между осью абсцисс и касательной к кривой намагничивания в этой точке

. (3.16)

Обратимая (реверсивная) магнитная проницаемость представляет собой отношение приращения переменной со-ставляющей индукции ΔВ~ к приращению переменной состав-ляющей напряженности поля ΔН~ при фиксированном под-магничивающем поле Н-

. (3.17)

Импульсная магнитная проницаемость

, (3.18)

где ΔВн – максимальное изменение магнитной индукции при намагничивании импульсным полем; ΔHи изменение напря-женности импульсного магнитного поля.
Значение μн используется при расчетах импульсных трансформаторов, в области которых действуют однополярные импульсы.
Влияние температуры на магнитные свойства фер-ромагнетиков. При нагревании ферромагнетика ослабляется роль обменного взаимодействия, что приводит к постепенной тепловой дезориентации спиновых магнитных моментов и уменьшению спонтанной намагниченности Jм. Выше некото-рой температуры происходит распад доменной структуры, т.е. спонтанная намагниченность исчезает и ферромагнетик пере-ходит в парамагнитное состояние. Температуру такого фазово-го перехода называют магнитной точкой Кюри. Вблизи точки Кюри наблюдаются и характерные изменения немагнитных свойств ферромагнетиков (удельного электрического сопро-тивления, температурного коэффициента линейного расшире-ния, удельной теплоемкости и др.). На рис. 3.12 показано из-менение магнитной проницаемости от температуры, измерен-ной в сильных и слабых магнитных полях. В слабых магнит-ных полях, соответствующих начальной магнитной проницае-мости μн, на кривой μ(т) наблюдается максимум при темпера-туре несколько ниже точки Кюри.


Рис. 3.12. Температурная зависимость магнитной прони-цаемости при различных значениях Н: Н4 > Н3 > Н2 > Н1 (Н4 – область технического насыщения; Н1 – соответствует μн)
В области насыщения магнитная проницаемость умень-шается с ростом температуры и качественно повторяет изме-нение намагниченности насыщения от температуры. Возраста-ние μн от температуры обусловлено ослаблением сил, препят-ствующих смещению доменных границ и повороту магнитных доменов. При температуре Кюри магнитная проницаемость ферромагнетика становится примерно равной единице.
Изменение магнитной проницаемости при изменении температуры характеризуется температурным коэффициентом магнитной проницаемости αμ, который определяется по фор-муле

, оС-1, (3.19)

где (Т2 – Т1) – заданный диапазон температур; (μТ2 – μТ1) - из-менение магнитной проницаемости при заданном температур-ном диапазоне.
При этом в формулу можно подставлять различные значения μ (начальную, максимальную, обратимую и т.п.). По аналогичной формуле могут быть определены температурные коэффициенты: коэрцитивной силы Нс, намагниченности Jм, остаточной магнитной индукции Вr.
Магнитострикция – это явление изменения формы и размера ферромагнитного материала при изменении его маг-нитного состояния. Различают спонтанную и линейную магни-тострикцию.
Спонтанная магнитострикция возникает при переходе материала из парамагнитного состояния в ферромагнитное, в процессе охлаждения до температуры ниже точки Кюри при отсутствии внешнего поля. Линейная магнитострикция связа-на с искажением кристаллической решетки под действием на-магничивающего поля при температуре ниже точки Кюри. При этом мало меняется объем намагничиваемого образца, но сильно меняются его размеры.
Линейную магнитострикцию оценивают коэффициентом магнитострикции

λ = Δl/l, (3.20)

где Δl – абсолютное изменение размера образца; l – исходный размер образца.
При этом коэффициент магнитострикции может быть как положительным, так и отрицательным, т.е. размеры в направлении поля при намагничивании могут увеличиваться или уменьшаться. На рис. 3.13 представлена зависимость коэффициента линейной магнитострикции от напряженности магнитного поля для поликристаллических образцов электронных ферромагнетиков. Изменение размеров образцов ферромагнетиков при намагничивании внешним полем сопровождается появлением в них напряжений и деформаций, препятствующих смещению доменных границ. Поэтому магнитострикция, как и кристаллографическая анизотропия, затрудняет процесс намагничивания в слабых полях. Таким образом, высокой магнитной проницаемостью обладают те магнитные материалы, у которых наблюдаются малые значения магнитострикции и анизотропии. Из рис. 3.13 видно, что никель и железо при напряженности поля, меньше 10 кА/м, имеют разный знак коэффициента магнитострикции. Различное значение магнитострикции по знаку используется при получении сплавов Fe-Ni (пермаллоев) с большой начальной магнитной проницаемостью, в которых коэффициент магнитострикции в слабых магнитных полях близок к нулю.
Магнитострикционный эффект может быть прямым и обратным. Прямой магнитострикционный эффект заключается в том, что при действии возбуждающего магнитного поля в об-разце возникает механическая деформация.


Рис. 3.13. Зависимость коэффициента магнитострикции поликристаллов Fe, Co и Ni

При обратном магнитострикционном эффекте механиче-ская деформация ферромагнетика приводит к возникновению магнитного поля, которое может возбуждать в проводниках ЭДС самоиндукции.

3.4. Поведение ферромагнетиков в переменных магнитных полях

Потери энергии. При перемагничивании магнитных ма-териалов переменным полем петля гистерезиса, характери-зующая затраты энергии на перемагничивание в течение одно-го цикла перемагничивания, расширяется (увеличивает свою площадь) за счет потерь на гистерезис, вихревые токи и маг-нитное последействие. Такую петлю гистерезиса называют ди-намической, а сумму составляющих потерь – полными потеря-ми. Потери энергии, обусловленные перемагничиванием пере-менным полем, вызывают нагрев материала. Вкладом потерь на последействие в нагрев ферромагнетика обычно можно пренебречь.
Потери энергии на гистерезис Эг за один чикл перемагничивания, отнесенной к единице объема материала, определяются на площади статической предельной (или частной) петли гистерезиса

, Дж/м3 (3.21)

Выравнивание, связывающее удельную мощность по-терь на гистерезисе Рг и потери энергии на гистерезис, имеет следующий вид
, Вт/кг, (3.22)

где f – частота перемагничивания, Гц; d – плотность материала кг/м3.
Для практических целей при вычислении удельных по-терь на гистерезис пользуются эмпирической формулой:

, (3.23)

где η – коэффициент, зависящий от свойств материала (η ≈ 1); Вm – максимальная индукция, достигаемая в данном цикле Тл; n – показатель степени, принимающий значения от 1,6 до 2 в зависимости от Вm.
Потери энергии на гистерезис обусловлены необратимы-ми процессами перемагничивания. При этом эти потери за один период изменения внешнего поля остаются постоянными в достаточно широком диапазоне частот.
Потери энергии на вихревые токи обусловлены образо-ванием вихревых токов в проводящей среде за счет ЭДС само-индукции, пропорциональной скорости изменения магнит