Влияние упругой деформации конструкционной стали на распределение критических магнитных полей

ВЛИЯНИЕ УПРУГОЙ ДЕФОРМАЦИИ конструкционной  стали НА РаспределениЕ  критических магнитных  полей

      Использование магнитных методов является одним  из перспективных направлений оценки напряженно-деформированного состояния  элементов конструкций. Часто в  качестве параметра контроля используют коэрцитивную силу ввиду ее высокой чувствительности к структурным изменениям и фазовым превращениям, слабой зависимости от геометрии контролируемого объекта, достаточной простоте и точности измерения. Однако коэрцитивная сила отражает интегральные свойства ферромагнетика, а ее изменения связаны с изменениями структуры, фазового состава и напряженно-деформированного состояния в результате различных внешних воздействий. Более точные сведения о протекании процессов намагничивания и перемагничивания, о взаимодействии доменных границ с определенными типами дефектов можно получить исследования распределения критических магнитных полей при намагничивании и перемагничивании.

      В данной работе представлены результаты исследования воздействия механических напряжений (одноосного сжатия, растяжения и кручения) на поведение магнитных характеристик и распределение критических полей конструкционной стали 15ХН4Д.

      При воздействии упругих напряжений сжатия происходит возрастание величины коэрцитивной силы и уменьшение значений остаточной индукции и магнитной проницаемости (как максимальной, так и начальной). При воздействии на образцы одноосных растягивающих напряжений коэрцитивная сила уменьшается, остаточная индукция и магнитная проницаемость увеличиваются. Таким образом, наблюдается отрицательный магнитоупругий эффект.

      Построены спектры распределения критических  полей (спектры магнитной жесткости), которые характеризуют необратимые  изменения, происходящие в ферромагнетике при намагничивании (первичный спектр) и перемагничивании (вторичный спектр). Площади спектров после проведенного нормирования представляют собой соответственно намагничиваемые и перемагничиваемые объемы образца.

      С увеличением напряжения сжатия увеличивается  объем образца намагничивающегося (перемагничивающегося) в поле напряженностью Н. Чем больше растягивающее напряжение или напряжение кручения, тем больший объем образца намагничивается (перемагничивается) в поле заданной напряженности.

      Положение максимумов спектров магнитной жесткости при разных напряжениях примерно соответствуют значениям релаксационной коэрцитивной силы образца. Ширина максимумов вторичных спектров меньше, чем ширина максимумов первичных спектров, то есть основные процессы при перемагничивании идут несколько легче, чем при намагничивания. С увеличением напряжения сжатия происходит смещение максимумов спектров магнитной жесткости в область более сильных полей, высота максимумов спектров магнитной жесткости уменьшается, а ширина – возрастает. При увеличении напряжений растяжения или кручения максимумы спектров смещаются в область более слабых полей. 
 
 
 
 
 
 

Ферромагнетизм

Ферромагнетизм, одно из магнитных состояний кристаллических, как правило, веществ, характеризуемое параллельной ориентацией магнитных моментов атомных носителей магнетизма. Параллельная ориентация магнитных моментов (рис. 1) устанавливается при температурах Т ниже критической Q (см. Кюри точка) и обусловлена положительным значением энергии межэлектронного обменного взаимодействия (см. Магнетизм). Ферромагнитная упорядоченность магнитных моментов в кристаллах (атомная магнитная структура – коллинеарная или неколлинеарная) непосредственно наблюдается и исследуется методами магнитной нейтронографии. Вещества, в которых установился ферромагнитный порядок атомных магнитных моментов, называют ферромагнетиками. Магнитная восприимчивость (ферромагнетиков положительна (c > 0) и достигает значений 104–105 гс/э, их намагниченность J (или индукция В = Н + 4pJ) растет с увеличением напряжённости магнитного поля Н нелинейно (рис. 2) и в полях 1–100 э достигает предельного значения Js – магнитного насыщения. Значение J зависит также от «магнитной предыстории» образца, это делает зависимость J от Н неоднозначной (наблюдается магнитный гистерезис).

  Проявления  Ф. в монокристаллах и поликристаллах могут существенно различаться. В ферромагнитных монокристаллах наблюдается магнитная анизотропия (рис. 3) – различие магнитных свойств по разным кристаллографическим направлениям. В поликристаллах с хаотическим распределением ориентаций кристаллических зёрен анизотропия в среднем по образцу отсутствует, но при неоднородном распределении ориентаций она может наблюдаться (магнитная текстура).

  Магнитные  и другие физические свойства  ферромагнетиков обладают специфической  зависимостью от температуры Т. Намагниченность насыщения Js имеет наибольшее значение при Т = 0 К и монотонно уменьшается до нуля при Т = Q (рис. 4).

  Выше Q ферромагнетик  переходит в парамагнитное состояние  (см. Парамагнетизм), а в некоторых  случаях (редкоземельные металлы) – в антиферромагнитное. При Н = 0 этот переход, как правило, является фазовым переходом 2-го рода. Температурный ход магнитной проницаемости m (или восприимчивости c) ферромагнетиков имеет явно выраженный максимум вблизи Q. При Т > Q восприимчивость (обычно следует Кюри – Вейса закону. При намагничивании ферромагнетиков изменяются их размеры и форма (см. Магнитострикция). Поэтому кривые намагничивания и петли гистерезиса зависят от внешних напряжений. Наблюдаются также аномалии в величине и температурной зависимости упругих постоянных, коэффициентов линейного и объёмного расширения. При адиабатическом намагничивании и размагничивании ферромагнетики изменяют свою температуру (см. Магнитное охлаждение). Специфические особенности немагнитных свойств ферромагнетиков наиболее ярко проявляются вблизи Т = Q.

  Поскольку  самопроизвольная намагниченность  ферромагнетиков сохраняется до  Т = Q, а в типичных ферромагнетиках  температура (может достигать  ~ 103 К, то kQ » 10-13 эрг (k – Больцмана  постоянная). Это означает, что энергия взаимодействия, которая ответственна за существование ферромагнитного порядка атомных магнитных моментов в кристалле, тоже должна быть порядка 10-13эрг на каждую пару соседних магнитно-активных атомов. Такое значение энергии может быть обусловлено только электрическим взаимодействием между электронами, ибо энергия магнитного взаимодействия электронов двух соседних атомов ферромагнетика не превышает, как правило, 10-16 эрг, и поэтому может обеспечить температуру Кюри лишь ~ 1 К (такие ферромагнетики с т. н. дипольным магнитным взаимодействием тоже существуют). В общем случае магнитные взаимодействия в ферромагнетиках определяют их магнитную анизотропию. Классическая физика не могла объяснить каким образом электрическое взаимодействие может привести к Ф. Только квантовая механика позволила понять тесную внутреннюю связь между результирующим магнитным моментом системы электронов и их электростатическим взаимодействием, которое принято называть обменным взаимодействием.

  Необходимым  условием Ф. является наличие постоянных (независящих от Н) магнитных (спиновых или орбитальных, или обоих вместе) моментов электронных оболочек атомов ферромагнетиков. Это выполняется в кристаллах, построенных из атомов переходных элементов (атомов с недостроенными внутренними электронными слоями). Различают 4 основных случая:

  1) металлические  кристаллы (чистые металлы, сплавы  и интерметаллические соединения) на основе переходных элементов  с недостроенными d-cлоями (в первую  очередь 3d-cлоем у элементов  группы железа); 2) металлические кристаллы на основе переходных элементов с недостроенными f-cлоями (редкоземельные элементы с недостроенным 4f-cлоем); 3) неметаллические кристаллические соединения при наличии хотя бы одного компонента из переходных d- или f-элементов; 4) сильно разбавленные растворы атомов переходных d- или f-металлов в диамагнитной металлической матрице. Появление в этих четырёх случаях атомного магнитного порядка обусловлено обменным взаимодействием.

  В неметаллических  веществах (случай 3) это взаимодействие чаще всего носит косвенный характер, при котором магнитный порядок электронов недостроенных d-или f-cлоев в ближайших соседних парамагнитных ионах устанавливается при активном участии электронов внешних замкнутых слоев магнитно-нейтральных ионов (например, O2-, S2-, Se2- и т.п.), расположенных обычно между магнитно-активными ионами (см. Ферримагнетизм). Как правило, здесь возникает антиферромагнитный порядок, который приводит либо к компенсированному антиферромагнетизму, если в каждой элементарной ячейке кристалла суммарный магнитный момент всех ионов равен нулю, либо к ферримагнетизму – если этот суммарный момент не равен нулю. Возможны случаи, когда взаимодействие в неметаллических кристаллах носит ферромагнитный характер (все атомные магнитные моменты параллельны), например EuO, Eu2SiO4, CrBr3 и др.

  Общим для  кристаллов типа 1, 2, 4 является наличие  в них системы коллективизированных  электронов проводимости. Хотя в  этих системах и существуют  подмагничивающие обменные взаимодействия, но, как правило, магнитного порядка нет, а имеет место парамагнетизм паулевского типа, если он сам не подавлен более сильным диамагнетизмом ионной решётки. Если всё же магнитный порядок возникает, то в случаях 1, 2 и 4 он различен по своему происхождению. Во втором случае магнитно-активные 4f'-cлои имеют очень малый радиус по сравнению с параметром кристаллической решётки. Поэтому здесь невозможна прямая обменная связь даже у ближайших соседних ионов. Такая ситуация характерна и для четвёртого случая. В обоих этих случаях обменная связь носит косвенный характер, осуществляют её электроны проводимости. В четвёртом типе ферромагнетиков (в отличие от случаев 1, 2, 3) магнитный порядок не обязательно связан с кристаллическим атомным порядком. Часто эти ферромагнетики представляют собой в магнитном отношении аморфные системы с неупорядоченно распределёнными по кристаллической решётке ионами, обладающими атомными магнитными моментами (т. н. спиновые стекла).

  Наконец,  в кристаллах 1-го типа электроны, принимающие участие в создании атомного магнитного порядка, состоят из бывших 3d- и 4s-электронов изолированных атомов. В отличие от 4f'-cлоёв редкоземельных ионов, имеющих очень малый радиус, более близкие к периферии 3d-электроны атомов группы Fe испытывают практически полную коллективизацию и совместно с 4s-электронами образуют общую систему электронов проводимости. Однако в отличие от нормальных (непереходных) металлов, эта система в d-металлах обладает гораздо большей плотностью энергетических уровней, что благоприятствует действию обменных сил и приводит к появлению намагниченного состояния в Fe, Со, Ni и в их многочисленных сплавах.

  Конкретные  теоретические расчёты различных  свойств ферромагнетиков проводятся  как в квазиклассическом феноменологическом приближении, так и с помощью более строгих квантовомеханических атомных моделей. В первом случае обменное взаимодействие, приводящее к Ф., учитывается введением эффективного молекулярного поля (Б. Л. Розинг, 1897; П. Вейс, 1907), энергия U которого квадратично зависит от J:

U = -NA (JslJs0)2

где N – число  магнитно-активных атомов в образце, А – постоянная молекулярного  поля (А > 0), Js0 – намагниченность  насыщения при абсолютном нуле температуры. Уточнение этой трактовки Ф. дала квантовая механика, раскрыв электрическую обменную природу постоянной А (Я. И. Френкель, В. Гейзенберг, 1928). В частности, при низких температурах (Т < Q) удалось провести более точный квантовый расчёт (Ф. Блох, 1930), показавший, что уменьшение самопроизвольной намагниченности Js0 ферромагнетика с ростом температуры можно в первом приближении описывать как возникновение элементарных магнитных возбуждений – квазичастиц, носящих название спиновых волн или ферромагнонов. Каждый ферромагнон даёт уменьшение Js0 на величину магнитного момента одного узла решётки. Число ферромагнонов растет с нагреванием ферромагнетика пропорционально T3/2, поэтому температурная зависимость Js имеет вид:

Js = Js0(1 - aT3/2),

где коэффициент (имеет порядок 10-6К-3/2 и зависит  от параметра обменного взаимодействия.

  В отсутствие  внешнего магнитного поля (Н = 0) термодинамически устойчивому  состоянию макроскопического ферромагнитного  образца отвечает размагниченное  состояние, ибо в противном  случае на поверхности образца,  как правило, возникают магнитные полюсы, создающие т. н. размагничивающее поле H0, с которым связана большая положительная энергия. В то же время обменное взаимодействие стремится создать магнитный порядок с J ¹ 0. В результате борьбы этих противоположных тенденций происходит разбиение ферромагнитного образца на домены – области однородной намагниченности. Теория Ф. качественно определяет размеры и форму доменов, которые зависят от конкуренции различных взаимодействий в кристалле ферромагнетика (Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц, 1935). Равновесная структура доменов при J = 0 отвечает замкнутости магнитных потоков внутри образца. Между доменами существуют переходные слои конечной толщины, в которых Js непрерывно меняет своё направление. На образование этих слоев затрачивается положительная энергия, но она меньше энергии поля H0, которая возникла бы в отсутствие доменов. При некоторых критически малых размерах ферромагнитных образцов образование в них нескольких доменов может стать энергетически невыгодным, и тогда такие мелкие ферромагнитные частицы оказываются при Т < Q однородно намагниченными (т. н. однодоменные частицы).

  Кривые намагничивания  и петли гистерезиса в ферромагнетиках  определяются изменениями объёма  доменов с различными ориентациями Js в них за счёт смещения границ доменов, а также вращения векторов Js доменов (см. Намагничивание). Магнитную восприимчивость ферромагнетиков можно приближённо представить в виде суммы: c = cсмещ + cвращ. анализ кривых намагничивания J (H) показывает, что в слабых полях cсмещ > cвращ, а В сильных (после крутого подъёма кривой) cвращ > cсмещ. Особый характер имеют процессы намагничивания и распределение намагниченности в магнитных тонких плёнках. Из-за чувствительности доменной структуры и процессов намагничивания к строению кристаллов общая количественная теория кривых намагничивания ферромагнетиков пока находится в незавершённом состоянии. Обычно для определения зависимости J (Н) пользуются качественными физическими представлениями, лишь в случае идеальных монокристаллов в области, где cвращ > cсмещ., возможен строгий количественный расчёт (Н. С. Акулов, 1928).

  Теория кривых  намагничивания и петель гистерезиса  важна для разработки новых  и улучшения существующих магнитных  материалов.