книги / Металлы и сплавы. Анализ и исследование. Физико-аналитические методы исследования металлов и сплавов. Неметаллические включения

2.4.5.4. Кинетический способ создания поглощающего слоя

Кинетический способ создания атомного слоя пара аналогичен способу изучения испарения по методу Кнудсена. Состав и плотность пучка ато­ мов, эффундирующих из ячейки в вакууме, анали­ зируют с помощью спектров поглощения. Схема установки для исследования испарения цинка представлена на рис. 2.4.26. Ее можно применять для больших навесок анализируемого металла.

Рис. 2.4.26. Схема установки для наблюдения скорости испарения по кинетическому варианту:

1— источник света; 2 — вакуумная камера;

3 — диспергирующее устройство;

4— блок фотоэлектрической регистрации

Один из вариантов конструктивного решения кинетического способа предложен на рис. 2.4.27. На термопарный ввод 1, прикрепленный к водо­ охлаждаемому шлифу 9, устанавливают графито­ вый тигель 3 с исследуемым образцом 4. Тигель нагревается печью сопротивления 2 с автоматиче­ ским регулированием температуры. Поток эффундирующего пара металла конденсируется в кон­ денсаторе 7, снабженном водоохлаждаемой ру­ башкой 5. Для поддержания высокого вакуума ячейка снабжена азотной ловушкой 6. Свет от лампы с полым катодом проходит через оптиче­ ские плоскопараллельные стекла 8. Давление остаточных газов в кювете 10 Па.

Кинетический способ получения слоя атомных паров использован при изучении испарения бария из эффузионной ячейки. Получено пространствен­ ное распределение плотности пара над эффузионным отверстием, что позволило связать измерен­ ную плотность пара с равновесной внутри ячейки. Схема измерения давления пара бария приведена на рис. 2.4.28. Печь изготовлена из нержавеющей стали и имеет цилиндрическую форму, разогрева­

ется до 1200 К с помощью бифилярной обмотки. Для выравнивания температуры вдоль ячейки ис­ пользовали медный контейнер. Температуру испа­ рения измеряли с помощью термопары и оптиче­ ского яркостного пирометра.

Кинетический способ не нашел пока широкого применения в исследовательских лабораториях для изучения испарения металлов. Это связано, по-видимому, с тем, что ему свойственны все не­ достатки эффузионного метода измерения давле­ ния пара. В спектроскопических исследованиях этот метод применяют для измерения сил осцил­ ляторов спектральных переходов.

Рис. 2.4.27. Атомизатор для изучения скорости испарения легколетучих сплавов

в кинетическом варианте

Рис. 2.4.28. Схема измерения давления бария по атомной флуоресценции света с помощью кинетического варианта:

/ — источник света; 2— монохроматор; 3— спектральный прибор;

4 — эффузионный источник (ячейка); 5 —диафрагма

2J.5.5. Развитие оптического метода исследования испарения

Следующим шагом в развитии инструментального оформления оптического метода изучения равновесных паров является применение для изу­ чения плотности пара атомно-флуоресцентной спектроскопии. Метод атомной флуоресценции выгодно отличается от метода атомной абсорбции тем, что сигнал флуоресценции измеряют на фоне сравнительно слабого сигнала эмиссионного излу­ чения. Если минимальная концентрация пара на­ трия, измеренная методом атомной абсорбции, составляет 10ю см-3, то применение метода атом­ ной флуоресценции с классическим источником излучения позволяет определять 10 см ‘ При этом обеспечивается линейный диапазон измере­ ния концентраций до пяти порядков.

Высокая монохроматичность лазерного излу­ чения при использовании лазера с перестраивае­ мой частотой в качестве просвечивающего источ­ ника в абсорбционной спектроскопии позволяет непосредственно изучать форму линий поглощения атомов и молекул в газе. Существенным достиже­ нием лазерных методов исследования является внутрирезонаторная спектроскопия. Метод осно­ ван на высокой чувствительности спектрального распределения излучения широкополосного лазера к наличию частотно зависимых потерь в резонато­ ре. По характеру спектра судят о концентрации пара, находящегося на пути светового пучка в ре­ зонаторе лазера.

Высокое быстродействие оказалось незамени­ мым качеством метода при изучении спектра по­ глощения промежуточных продуктов химических реакций в газовой фазе. Выделилось направление, включающее в себя как изучение кинетики, так и определение констант равновесия химических ре­ акций и концентрации их продуктов.

Использование лазеров с плавной перестройкой частоты излучения в качестве источника возбуждения флуоресценции позволило значительно по­ высить чувствительность метода флуоресцентной спектроскопии в экспериментах с насыщенными парами вещества. На рис. 2.4.29 приведена уста­ новка, реализующая метод лазерной флуоресцен­ ции. На установке выполнено измерение давления пара натрия в интервале температур (-28)-{+144) °С. Измеряли только концентрацию натрия, поскольку резонансная линия натрия лежит в области спек­

тра, где легко получить достаточно интенсивное лазерное излучение и реализуется двухуровневая схема возбуждения Достигнут предел обнаруже­ ния 106см~5 Отличительной особенностью разра­ ботки было создание оригинального метода полу­ чения абсолютного значения концентрации пара натрия. Точность измерения давления пара натрия составила 10 %. Метод лазерной флуоресценции позволяет определить концентрацию примерно 40 элементов с пределом обнаружения в интервале 102 —104 см-3

Рис. 2.4.29. Схема установки для измерения упругости паров натрия:

I — стеклянная спаянная кювета; 2 — кондесорная система; 3 — фотоумножитель; 4 — оптические окна;

5 — отросток с металлом; 6 — диафрагмы внутренние;

7 — диафрагмы внешние; 8 — стабилизатор температуры; 9— лазер с перестраиваемой частотой; 10 — лазер накачки; II — полупрозрачное зеркало; 12 — измеритель мощности; 13— фильтр; 14 — лавинный фотодиод;

15— стробоскопический преобразователь; 16, 17— синхронное детектирующее устройство

Структура энергетических уровней большинст­ ва элементов не позволяет работать в двухуровне­ вом варианте. Чаще всего в результате распада возбужденного уровня атомы переходят на ниже­ лежащий метастабильный уровень. На установке в статическом варианте было экспериментально определено давление пара свинца, представляю­ щего пример трехуровневой системы с промежу­ точным метастабильным уровнем. Измерения

выполняли в кварцевой кювете, помещенной в печь с электрическим нагревом. Получена температур­ ная зависимость яркости флуоресценции в интер­ вале температур 180-540 °С. Для калибровки экс­ периментальных результатов использовали спра­ вочные данные. Точность измерений составляет 20 %, а достигнутый предел обнаружения 250 см"3

Учитывая, что подавляющее большинство ис­ следований металлургических процессов выпол­ няется при температурах свыше 1000 °С, изучены возможности лазерно-флуоресцентного детекти­ рования низких концентраций атомов в графито­ вой печи-кювете. Эксперименты по детектирова­ нию низких концентраций проводились на уста­ новке, блок-схема которой представлена на рис. 2.4.30. Источником возбуждающего излуче­ ния служил импульсный лазер 1 на красителях. Настройка на линию поглощения определяемого элемента осуществлялась с помощью монохрома­ тора 3 типа МСД-3, входная щель которого с по­ мощью светоделительной пластинки 2 освещалась излучением лазера и источника с известным спек­ тром 4. Пары металлов получали в графитовой печи 5, температура которой поддерживалась с помощью высокоточного регулятора температуры б типа ВРТ-3. Кювета находилась в вакуумной во­ доохлаждаемой камере 7, имевшей оптические окна для ввода и вывода излучения, и откачива­ лась вакуумной системой 8 . Излучение флуорес­ ценции собиралось линзой 9, проходило через спектрально-селектирующий элемент 11. Для ослаб­ ления сигнала применяли абсорбционные калиб­ рованные светофильтры 10. Далее излучение флуоресценции поступало через фокусирующую линзу 12 на фотокатод ФЭУ-39А (13) и с него на электронную схему регистрации, в которую вхо­ дит стробоскопический преобразователь напряже­ ния В9-5 14, лавинный фотодиод ЛФД-2А (15), счетчики Ф5007 (16 и 17). Схема регистрации позволяла стробировать сигнал флуоресценции и в цифровом виде производить накопление сигнала за определенное число импульсов лазера.

Экспериментально измеряли температурную зависимость давления насыщенного пара свинца и хрома. Калибровку установки осуществляли по табличным данным. Предел обнаружения для свинца составил 104см , для атомов хрома — 10 см"3 Величина предела обнаружения лимити­ руется флуктуациями неселективно-рассеянного

излучения. Достигнутые пределы обнаружения на 4-6 порядков ниже, чем полученные при исследо­ вании температурной зависимости упругости на­ сыщенных паров элементов методом атомной аб­ сорбции.

6 8

Рис. 2.4.30. Блок-схема экспериментальной установки

Метод лазерной флуоресцентной спектроско­ пии аппаратурно несложен и при организации се­ рийного выпуска лазерных систем и систем реги­ страции может найти широкое применение в ис­ следованиях равновесного пара.

Атомно-абсорбционный и лазерно-флуорес­ центный методы дополняют друг друга при изуче­ нии физико-химических и металлургических про­ цессов.

Приведенный в этой главе материал показыва­ ет, что каждый из рассмотренных способов изме­ рения давления пара металла оптическим методом или исследования испарения имеет свою опти­ мальную область применения.

Статический способ наиболее удобен для из­ мерения давления пара легколетучих металлов и сплавов при температурах ниже 1300 К;

квазистатический способ — для измерения давления пара металлов и сплавов средней и низ­ кой летучести при температурах выше 1300 К, ис­ следования перемещения атомов в твердой и газо­ вой фазах и изучения высокотемпературных гете­ рогенных химических реакций;

кинетический способ целесообразно использо­ вать для наблюдения кинетики испарения метал­ лов и сплавов в широком интервале температур, изучения влияния примесей внедрения на испаре­ ние металлов и исследования перемещения атомов

в твердой и жидкой фазах. Выбор того или иного варианта определяется характером решаемой за­ дачи, температурным интервалом исследования и физико-химическими свойствами исследуемого

вещества.

Литература

1.Бодров Н.В., Доброва Т.Е., Немец А.М. и др. Лазерно-флуоресцентное детектирование низ­ ких концентраций атомов металлов в графито­ вой кювете // Журн. прикл. спектроскопии.

1987. Т. 47, № 4. С. 563-568.

2.Зайдель А.Н. Атомно-флуоресцентный анализ. Физические основы метода. М.: Наука, Глав­ ная редакция физико-математической литера­

туры, 1980. 192 с.

3 . Кубашевский О., ОлкоккС.Б. Металлургиче­ ская термохимия / Пер. с англ. М.: Металлур­ гия, 1982.392 с.

4.Мурадов В.Г. Атомно-абсорбционная спектро­ скопия в термодинамических исследованиях. Ульяновск: УПИ, 1975. 65 с.

5.Несмеянов А.Н. Давление пара химических элементов. М.: Изд-во АН СССР, 1961. 396 с.

6 . Николаев Г.И., Немец А.М. Атомно-абсорб­ ционная спектроскопия в исследовании испа­ рения металлов. М.: Металлургия, 1982. 152 с.

7.Семенов Г.А., Николаев Е.Н., Францева К.Е. Применение масс-спектрометрии в неоргани­ ческой химии. Л.: Химия, 1976. 152 с.

8. Суворов А.В. Термодинамическая химия паро­ образного состояния. Л.: Химия, 1970. 208 с.

9.Ipser Н. Методы измерения давления пара — источник экспериментальных термодинамиче­ ских данных // Вег. Bunsen-Ges. Phys. Chem. 1998. V. 102, N 9. S. 1217-1224 (англ.)

10.OmenettoH. Аналитическая лазерная спектро­ скопия / Пер. с англ. М.: Мир, 1982. 606 с.

Изучение электрических и магнитных свойств металлов и сплавов осуществляется, с одной сто­ роны, с целью получения физических характери­ стик материала, необходимых для оценки эксплуа­ тационных свойств, с другой стороны — с целью анализа структурных и фазовых превращений в процессе термообработки в металловедческих ис­ следованиях с привлечением стационарных лабо­ раторных методов и неразрушающего контроля (для оперативного управления процессами техно­ логического производства).

2.5.1. Резистометрия

Физические основы метода. Основой экспе­ риментального изучения электрических свойств металлов и сплавов является закон Ома.

Константой, характеризующей электрические свойства металла, является его электропровод­ ность и обратная ей величина — удельное элек­ трическое сопротивление (р). Эти величины явля­ ются важными расчетными характеристиками применяемых в электротехнике материалов. С другой стороны, эти величины зависят от со­ стояния и структуры металла. Последнее обстоя­ тельство широко используется при решении мно­ гих задач металловедения.

Высокая чувствительность электрических ме­ тодов измерения позволяет проводить исследова­ ния фазовых превращений в металлах, дефектов тонкой структуры, химической чистоты металлов. В связи с этим метод резистометрии прочно вошел в экспериментальное оснащение современных ме­ таллофизических лабораторий.

Электропроводность металлов обусловлена движением свободных электронов под воздейст­ вием электрического поля. При своем движении электроны испытывают сопротивление, вызывае­ мое тепловыми колебаниями решетки и ее несо­ вершенствами. Примеси и дефекты структуры по­ вышают электрическое сопротивление металлов.

Под электрическим сопротивлением металла понимают величину R, противодействующую электрическому току. В качестве характеристики

материала принимают удельное электрическое

§

сопротивление р = R— . В системе СИ удельное

сопротивление выражается в Ом • м, что соответ­ ствует сопротивлению проводника длиной 1 м при поперечном сечении 1 м^

Удельное электрическое сопротивление метал­ лов и сплавов зависит от температуры измерения. Как правило, электросопротивление тем больше,

чем выше температура металла. Если обозначить через ро и р, удельное сопротивление проводника при температурах О °С и /, то зависимость от тем­ пературы можно выразить соотношением

р,= ро(1 + at + (З/2 + у/3).

При высоких температурах для большинства металлов, когда коэффициенты Р и у малы, справедливо соотношение

р, = р0(1 + а/).

Отсюда выражение для температурного коэф­ фициента а будет иметь вид:

Ро/

Это выражение дает средний коэффициент а в температурном интервале О- t °С.

Методы измерения электрического сопро­ тивления. Точное измерение электрического со­ противления осуществляют с помощью различных мостовых схем, а также компенсационными мето­ дами.

Для относительно больших сопротивлений (Я = 5 Ом) используются схемы одинарного моста (рис. 2.5.1). Мост состоит из известных сопротив­ лений R2, Я3, R4 и измеряемого сопротивления Rx. Сопротивления образуют две параллельные цепи, в которых протекают различные токи 1Си Ij. Пита­ ние моста осуществляется от источника постоян­ ного тока Б, включенного в одну из диагоналей моста. В другую диагональ включают чувстви­ тельный нуль-гальванометр. Измерение электро­ сопротивления Rx осуществляют путем уравнове­ шивания моста за счет изменения соотношения сопротивлений Я2 и R4 .

При уравновешенном мосте отклонение галь­ ванометра равно нулю, разность потенциалов ме­ жду точками с и d отсутствует, падение напряже­ ния между точками а - с и a - d одинаково. В этом случае 1CRX= IdR2. Аналогично ILR2= /Л - Отсюда

сопротивлением Я„, амперметром, источником пи­ тания и регулировочным сопротивлением Rp. Па­ раллельно этой ветви, так же как по схеме одинар­ ного моста, включается вторая ветвь, состоящая из сопротивлений Я, и Я3. Нуль-гальванометр под­ ключается к сопротивлениям Rx и R„ через допол­ нительные сопротивления R2и Л», образуя третью ветвь, параллельную двум первым. Сопротивления R2, Я4, R\, Я3 выбирают много большими сопро­ тивлений соединительных проводов и контактов. Сопротивление Rn подбирают близким к сопро­ тивлению Rx. Эти сопротивления должны быть много меньше, чем сопротивления R2, R4, R\, Я3. Расчет показывает, что величину Rx можно полу­ чить из соотношения:

с

Рис 2.5.1. Принципиальная схема одинарного моста

лении Ry, которым обычно служит образцовая ка­ тушка индуктивности, включенная последова­ тельно с измеряемым сопротивлением.

Исследование температурной зависимости элек­ трического сопротивления обычно выполняют ком­ пенсационным методом с применением специаль­ ных нагревательных или охлаждающих устройств, обеспечивающих изотермические условия по всей длине испытуемого образца. С этой целью в об­ ласти низких температур используют ванны в па­ рах жидкого азота. При комнатных температурах применяют масляные термостаты, обеспечиваю­ щие высокую точность регулирования температу­ ры. При проведении эксперимента в области вы­ соких температур применяют вакуумные печи или газонаполненные печи с инертной средой для пре­ дотвращения испарения образцов или прохожде­ ния окислительно-восстановительных реакций.

При определении удельного электросопротив­ ления металла большое значение имеют размеры, форма образца и точность определения геометрии рабочего участка образца. Для определения элек­ трического сопротивления применяют образцы, размеры которых зависят от рода материала, при­ меняемой аппаратуры и целей исследования. Наи­ более строгие требования к геометрии образцов и точности измерения предъявляются при определе­ нии температурной зависимости его удельного электрического сопротивления. Погрешность из­ мерения длины и поперечного сечения не должна превышать 0,1-0,2% . Соотношение длины и по­ перечного сечения образца устанавливается в за­ висимости от электрического сопротивления ис­ следуемого металла. Рабочий ток не должен вызы­ вать заметного разогрева образца, а с другой стороны падение напряжения на рабочем участке образца должно измеряться с достаточной точно­ стью. Рекомендуется устанавливать измеряемое падение напряжения в несколько мВ.

Форма образца может быть цилиндрической или прямоугольной, удобной в изготовлении и для проведения расчетов площади поперечного сече­ ния. Особое внимание уделяется постоянству кон­ тактов, которые должны привариваться к образцу.

В ряде случаев используются специальные держа­ тели.

В процессе нагрева образцы не должны дефор­ мироваться, окисляться и вступать в химические реакции с материалами токоподводов.

Применение метода электрического сопро­ тивления в металловедении. Электросопротив­ ление идеальных металлов меньше, чем реальных, поскольку в последних появляются дополнитель­ ные факторы, увеличивающие искажение кристал­ лической решетки, например присутствие атомов примесей. Кроме того, имеется целый ряд других факторов, влияющих на электросопротивление. К ним относится наличие вакансий, дислокаций, внутренних напряжений и дисперсных частиц. Остаточное сопротивление металла, обусловлен­ ное влиянием этих несовершенств, не зависит от температуры. Отношение остаточного электросо­ противления к общему при низких температурах тем больше, чем меньше величина р, т. е. измере­ ние концентраций дефектов металлов удобно про­ водить при возможно низких температурах.

В сплавах легирование приводит к существен­ ным изменениям электросопротивления, которые связаны с изменениями электронной концентра­ ции и образованием новых фаз. При фазовых пре­ вращениях электросопротивление может претер­ певать резкие изменения.

Таким образом, метод, основанный на измере­ нии электросопротивления, может применяться в металловедении для изучения диаграмм фазовых равновесий и кинетики фазовых превращений. Кроме того, измерение электросопротивления по­ зволяет получать данные относительно характера, природы и концентрации различных дефектов, возникающих в металлах и сплавах в результате термической или механической обработки.

На основе измерений электрического сопро­ тивления создан один из современных методов контроля чистоты металла, особенно эффективный при малых содержаниях примесей. В качестве по­ казателей чистоты используют отношение оста­ точных сопротивлений образца при 300 К и 4,2 К. Очевидно, что с повышением чистоты металла величина этого отношения возрастает. С помощью этого метода контролируется зонное рафинирова­

ние металла по длине слитка.

Измерение электросопротивления широко ис­ пользуется при исследовании процессов старения и структурной неоднородности сплавов. Метод применяется при изучении упорядочения сплавов. Рассматриваемый метод был применен для изуче­ ния изотермического процесса распада аустенита, при контроле процессов термической обработки, при анализе мартенситных превращений.

2.5.2. Магнитный и электромагнитный анализ

Основным преимуществом магнитного анализа является его весьма высокая чувствительность, в особенности при исследовании процессов связанных с переходом из парамагнитного в ферромаг­ нитное состояние. Сущность магнитных методов исследования металлов и сплавов состоит в уста­ новлении корреляции между значением выбирае­ мой магнитной характеристики и величиной того или иного параметра, характеризующего структу­ ру сплава. При этом известные методы магнитного фазового анализа можно разделить на структур­ ные и фазовые. Структурный магнитный анализ основан на взаимосвязи структурно чувствитель­ ных магнитных характеристик, к которым отно­ сятся магнитная восприимчивость (х)- магнитная проницаемость (ц), коэрцитивная сила (Нс) и оста­ точная намагниченность или индукция (Вг), с та­ кими структурными характеристиками металлов и сплавов, как уровень напряжений, величина зерна, размер, форма и распределение диспергированных частиц в матрице сплава, распределение дефектов в кристаллической решетке, а также химическим составом и комплексом механических свойств. Однако не всегда возможно установить однознач­ ную связь между магнитными и структурными параметрами. Наиболее яркая иллюстрация при­ менения магнитного метода — изучение превра­ щений а <-> у с количественной оценкой этих про­ цессов. В фазовом магнитном анализе использу­ ются структурно нечувствительные характеристи­ ки — индукция насыщения (/,) и точка Кюри (0,). Эти характеристики позволяют получить инфор­ мацию о фазовом составе сплава и о его измене­ нии в процессе тех или иных обработок, а также в процессе деформирования.

Решение задач магнитного структурного анали­ за невозможно без ясного представления о процес­ сах перемагничивания в сталях и сплавах и влия­ нии на них различных по свойствам фаз и струк­ турных факторов.

2.5.2.1. Основные магнитные характеристики

Кривая намагничивания. Ферромагнетик в отсутствие внешнего магнитного поля разбит на определенные области — домены, каждая из кото­ рых намагничена до насыщения. Домены разделе­ ны между собой границами, толщина которых

зависит от материала. Для железа она составляет примерно 10~7 м. В размагниченном состоянии несмотря на намагниченность каждого домена до, насыщения, суммарный магнитный момент фер­ ромагнетика в отсутствие внешнего магнитного поля равен нулю. Под действием магнитного поля в ферромагнетике происходит изменение величи­ ны проекций магнитных моментов отдельных до­ менов на направление поля, и ферромагнетик при­ обретает суммарный магнитный момент, отлич­ ный от нуля. Зависимость намагниченности М (магнитного момента единицы объема) от величи­ ны приложенного магнитного поля Н носит назва­ ние кривой намагничивания (рис. 2.5.4, а), которая описывается известными соотношениями:

М= кН\

В= р Л ,

где )ia— абсолютная магнитная проницаемость.

а

Рис. 2.5.4. Кривая намагничивания (о)

изависимости нормальной р, дифференциальной ц;1Иф

иобратимой робР маг нитных проницаемостей

от напряженности магнитного поля (б)

В системе СИ удобнее пользоваться относи­

тельной магнитной проницаемостью р = — , где Но

ро = 4я-1(Г7 Гн/м.

Кривая намагничивания существенно зависит от исходного магнитного состояния ферромагне­ тика. Если исходное магнитное состояние ферро­ магнетика соответствует размагниченному состоя­ нию, то кривая размагничивания носит название основной, или первоначальной. Естественное раз­ магниченное состояние ферромагнетика достига­ ется путем нагрева выше температуры Кюри и по­ следующего охлаждения. Состояние, близкое к естественно размагниченному, может быть полу­ чено путем циклического перемагничивания с плавно убывающей от максимального значения до нуля амплитудой магнитного поля.

По характеру процессов намагничивания кри­ вую намагничивания условно можно разбить на пять участков (рис. 2.5.4, а).

Участок 1 характеризуется постоянной воспри­

цаемостью). Намагничивание ферромагнетика на этом участке кривой намагничивания осуществля­ ется за счет обратимого упругого смещения до­ менных границ.

Участок II носит название области Рэлея. На­ магничивание на этом участке в основном осуще­ ствляется за счет смещения доменных границ. Для этой области кривой намагничивания справедлив закон Рэлея, который выполняется практически для всех ферромагнетиков, за исключением тех, у которых эта область может отсутствовать. Намаг­ ниченность в области Рэлея определяется как

М - к итН+ ЪН2,

где b — коэффициент Рэлея. Второй член в уравнениии учитывает необратимые процессы при перемагничивании.

Участок III характеризуется высоким значени­ ем магнитной восприимчивости (проницаемости). В этой области намагниченность меняется боль­ шими скачками Баркгаузена, вызванными необра­ тимым смещением доменных границ. Для много­

осных магнитотвердых материалов, кроме процес­ сов смещения, в этом диапазоне полей характерны процессы скачкообразного вращения векторов на­ магниченности.

На участке IV восприимчивость постепенно уменьшается. Процесс намагничивания на этом участке осуществляется в основном за счет вра­ щения векторов спонтанной намагниченности на направление внешнего магнитного поля. Работа по повороту векторов спонтанной намагниченности на направление действующего поля затрачивается против энергии кристаллографической анизотро­ пии, которая стремится удержать векторы спон­ танной намагниченности в направлении легкого намагничивания. Процессы вращения происходят преимущественно обратимо. Для участка IV спра­ ведлив закон приближения к насыщению:

где Ms — намагниченность насыщения; к„ — вос­ приимчивость парапроцесса; А, В, С — постоян­ ные коэффициенты, определяющие вклад различ­ ных структурных факторов, влияющих на процесс намагничивания. Это выражение справедливо для полей, при которых ферромагнетик намагничен до технического насыщения.

На участке парапроцесса V процессы смещения и вращения закончены. На этом участке в сильных магнитных полях незначительное увеличение на­ магниченности связано с дополнительной ориен­ тацией спиновых магнитных моментов в направ­ лении приложенного поля.

Помимо основной кривой намагничивания, ха­ рактер процессов намагничивания отражает также зависимость магнитной восприимчивости (прони­ цаемости) от напряженности магнитного поля (рис. 2.5.4, б). Различают несколько видов магнит­

ной проницаемости. Магнитная проницаемость, ft

полученная из отношения — Я , имеет два значе­

ния р„ач И Ртах, часто встречающихся при описании магнитных свойств ферромагнетиков. Значение начальной магнитной проницаемости определяет­ ся следующим образом:

1 .. В .

= — lim— = tga,.

Ро«->°Я

Измерение начальной проницаемости ферро­ магнетиков представляет определенную трудность, обусловленную проведением измерений в очень слабых полях с последующей экстраполяцией поля к нулю. При увеличении магнитного поля магнитная проницаемость растет, при некотором его значении, называемом полем максимальной магнитной проницаемости (Ятах)> достигает мак­

ницаемость определяется как тангенс угла наклона касательной, проведенной к основной кривой на­ магничивания |1 = tga2 из начала координат

(рис. 2.5.4, а).

Если в ферромагнетике, имеющем магнитное состояние, соответствующее какой-либо опреде­ ленной точке на основной кривой индукции, уве­ личить поле на величину АН, то индукция возрастет на величину ДВ. Предел отношения положитель­ ного приращения АВ к положительному прираще­ нию АН при АН -> 0 называют дифференциальной магнитной проницаемостью возрастания или про­ сто дифференциальной проницаемостью:

1 .. АВ и„. =— lim — .

д"ф Иодя->одя

В случае уменьшения напряженности магнит­ ного поля (АН) уменьшается значение индукции (АВ'), но вновь получаемое магнитное состояние не соответствует основной кривой индукции и бу­ дет определяться нисходящей ветвью частного цикла петли магнитного гистерезиса.

При увеличении поля индукция приобретает первоначальное значение, изменяясь по восходя­ щей петле магнитного гистерезиса (рис. 2 .5.4, а). Величину проницаемости

1 .. АВ' цашЬ=— lim-----

Ф р0лн'->0АН'

называют дифференциальной проницаемостью убывания. Поскольку по способу определения и по численному значению она соответствует обра­

тимой проницаемости (ц^), то чаще употребляют последний термин.

В слабых магнитных полях (участок I кривой намагничивания, для которого характерно отсут­ ствие явления магнитного гистерезиса) все три

вида магнитной проницаемости имеют одинаковое значение (рис. 2.5.4, б). Дифференциальная про­ ницаемость наиболее сильно изменяется в полях соответствующих участку III кривой намагничи­

максимальной и дифференциальной проницаемо­ стей равны.

Понятия проницаемости и восприимчивости, введенные для кривых индукции и намагничива­ ния, могут быть использованы и для петли маг­ нитного гистерезиса.

Петля магнитного гистерезиса. Уменьшение намагничивающего поля после достижения фер­ ромагнетиком состояния технического насыщения сопровождается снижением намагниченности (ин­ дукции). Однако намагниченность (индукция) убывает не по кривой намагничивания, а с некото­ рым запаздыванием, и при поле, равном нулю, со­ храняет определенное значение, которое называют остаточной намагниченностью Мг (индукцией Вг). Если приложить поле обратного направления, то остаточная намагниченность начнет уменьшаться, и при некотором значении поля намагниченность (индукция) ферромагнетика окажется равной ну­ лю. Это значение поля носит название коэрцитив­ ной силы (Нс). В зависимости от способа опреде­ ления различают коэрцитивную силу по намагни­ ченности ЦЯС(рис. 2.5.5, кривая /) и коэрцитивную силу по индукции вНс (рис. 2.5.5, кривая 2). В фер­ ромагнетиках с крутым участком кривой размаг­ ничивания и малой величиной Нс различие между ц#с „ вНс незначительное, но для материалов с большой коэрцитивной силой и с пологим накло­ ном кривой размагничивания различие между ко­ эрцитивными силами по индукции и намагничен­ ности может достигать существенных значений, что необходимо учитывать в практике контроля магнитотвердых материалов. Дальнейшее увели­ чение поля противоположного направления при­ водит к росту намагниченности (индукции) отри­ цательного знака, и в поле, равном -Н тах, вновь достигает состояния технического насыщения -Ms (-Д,). Если уменьшить поле, а потом сменить его направление на противоположное, то намагничен­ ность (индукция) будет изменяться по восходящей кривой М(Н) (В(Н)), т. е. в результате медленного циклического перемагничивания намагниченность